D'une manière générale, il est
constaté que l'étude d'un système et des lois, théories ou modèles qui
régissent son évolution, ou son organisation, nous conduit tôt ou tard à faire
des études aux limites de ce système, poussant ainsi ces lois et ces théories
loin des domaines pour lesquels elles ont été établies. Ces études aux limites
font très souvent apparaître des comportements singuliers qui n'étaient pas
prévus par ces théories ou ces lois. De ces études naissent, de nouvelles lois
et théories mieux adaptées à la description des systèmes auxquels elles
s'appliquent. Ces études dans des conditions inhabituelles, nous conduisent
évidemment à créer ces conditions extrêmes, et sont par conséquent,
génératrices de progrès techniques. La physique et la physique nucléaire en
particulier n'échappent pas à cette règle.
C'est ce même type
d'impulsion qui est à l'origine du développement récent de la physique des
noyaux loin de la stabilité, noyaux dits exotiques. Ces recherches ont
notamment conduit au développement de nouvelles installations capables de
produire de tels noyaux. Cette avancée est naturellement accompagnée d'une
évolution des moyens d'observation, c'est à dire des systèmes de détection, de
ces noyaux et des réactions possibles à partir de ces noyaux. Parmi les
nombreuses études possibles dans le domaine des noyaux exotiques l'une a retenu
notre attention: l'étude du noyau 9He par l'observation des
résonances isobariques analogues dans le système 8He+p. En effet ce
noyau, riche en neutrons et qui n'est pas lié, s'inscrit logiquement dans la
suite des études qui ont déjà été entreprises dans la série des isotones N=7.
Ces études ont montré l'apparition d'une inversion de couches, par rapport au
modèle standard, pour le 11Be et le 10Li. Il est donc
logique de se demander si cette inversion persiste pour le noyau d'Hélium. Bien
que des états résonants aient déjà été observés pour ce noyau, aucune
assignation de spin ou de parité n’a été retenue pour les niveaux correspondants.
Les récents développements des faisceaux exotiques comme le dispositif
SPIRAL (Système de Production d'Ions Radioactifs Accélérés en Ligne) du GANIL
permettent maintenant la production et l'accélération de noyaux tel que l'8He,
ouvrant ainsi des voies vers de
nouvelles études.
Pour l'étude présentée ici nous avons utilisé la réaction 8He(p,p)8He.
L'8He étant instable, il est impossible de produire des cibles avec
un tel élément. Alors qu'une étude avec un faisceau d'8He provenant
de SPIRAL et une cible de proton, donc en cinématique inverse, est maintenant
réalisable. Pour mener cette étude, nous avons également développé un détecteur
spécifique particulièrement adapté pour l'étude des noyaux exotiques et des
réactions à faible section efficace. Ce détecteur appelé MAYA est une cible
active. Il sert de cible mais aussi de moyen de détection. La mise au point et
le développement de ce détecteur constituent l'un des axes de ce travail, un autre axe de ce travail étant l'analyse des
résultats concernant la réaction 8He(p,p)8He, et les
réactions 8He(p,d)7He et 8He(p,t)6He.
Ces deux axes sont développés dans ce manuscrit de la façon suivante:
Le premier chapitre est consacré aux
phénomènes physiques qui interviennent dans la détection telle que nous l'avons
conçue. Cette présentation s'accompagne des résultats qui ont permis de faire
les choix techniques concernant le détecteur. Puis dans ce même chapitre est
présenté le détecteur ainsi que l'électronique spécifique qui lui est associée.
Le second chapitre place le
détecteur dans le contexte de l'expérience, présentant de façon détaillée le
dispositif et les conditions expérimentales. Dans cette partie sont notamment
décrits la ligne de faisceau et son optique, les détecteurs et dispositifs
annexes. L'électronique de cette expérience est également présentée dans ce
chapitre.
Le troisième chapitre est consacré à
l'analyse et au traitement de données. En effet pour ce détecteur les données
brutes ne sont pas directement interprétables et doivent être triées et mises
en forme afin d'être utilisées. Le traitement consiste en particulier à
reconstruire les trajectoires et les
points d'arrêt des particules ainsi que le lieu de la réaction. Cette reconstruction
de la réaction est faite dans un espace à 3 dimensions. Il est ensuite expliqué comment, à partir de
ces données de base, sont extraites les données concernant plus
particulièrement telle ou telle réaction.
Le quatrième chapitre
présente les théories qui ont été utilisée pour faire les calculs utiles à
l'interprétation des résultats.
Dans le chapitre cinq sont présentés
et interprétés les résultats obtenus par la première expérience avec le
détecteur MAYA. Cette expérience ayant pour but une étude du système 8He+p,
et des réactions 8He(p;d)7He et 8He(p;t)6He.
Les
motivations de ce travail étaient l'étude, la construction et l'utilisation
d'un nouveau détecteur, pour l'étude des réactions induites par des faisceaux
secondaires. Ce détecteur doit être utilisé pour l'étude de divers types de
réactions nucléaires, dont la diffusion élastique résonante, en cinématique
inverse. L'utilisation en cinématique inverse impose que la cible puisse être
adaptée aux réactions considérés qui sont principalement des réactions avec des
cibles de protons, deutons, 3He et 4He. L'une des
solutions pour de telles cibles est la cryogénie, mais il a été établi aux
cours des tests d'un premier prototype que la mise au point de tels dispositifs
est excessivement longue. Nous avons donc choisi une autre solution:
l'utilisation de gaz à température ambiante. Comme ce détecteur doit
principalement servir pour l'étude de réactions avec des faisceaux secondaires,
et que dans bien des cas les sections efficaces de ces réactions sont faibles,
il est nécessaire utiliser un détecteur avec une efficacité la plus proche
possible de 100%, et ayant un angle
solide de détection le plus proche possible de 4p. L'utilisation de cibles
épaisses est, pour les mêmes raisons, indispensable. Le seul moyen de conjuguer
ces deux impératifs est l'utilisation d'une cible active. Pour travailler sans la
perte de résolution due à l'épaisseur de la cible, il faut reconstruire le lieu
de réaction avec le plus de précision possible. Pour extraire correctement les caractéristiques
des réactions, il faut identifier les participants de la réaction et mesurer
leurs paramètres cinématiques. C'est pour répondre à ces besoins que nous avons
développé un nouveau détecteur: MAYA.
C'est à la fin
des années 60, avec l'invention des chambres multifils que sont apparus les
premiers détecteurs gazeux permettant de détecter la position des particules.
Ces détecteurs avaient une bonne résolution spatiale et permettaient de hauts
taux de comptage répondant ainsi aux besoins de la physique des particules
[SAU99]. Depuis, de nombreuses évolutions ont conduit au développement de
nouveaux détecteurs tels que les MSGC (Micro-Strip Gas Chamber), les CAT
(Compteur à Trou), et les GEM (Gas Electron Multiplier), et bien d'autres. Une
description plus détaillée de ces détecteurs est présentée dans la référence
[BRE98]. Ces détecteurs ont la caractéristique d'être principalement développés
pour la physique des particules, c'est pourquoi les évolutions concernent
majoritairement une augmentation des taux de comptage possibles. Les autres
améliorations ayant pour buts de réduire les claquages et leurs conséquences
sur les détecteurs, ou d'améliorer les résolutions spatiales. Dès le début, il
est apparu que la résolution spatiale pouvait être améliorée en mesurant la
distribution de la charge induite sur les surfaces, ou les fils situés à
proximité du fil ou des fils amplificateurs. C'est le développement de cette
technique qui a conduit à l'utilisation de strips pour la mesure de la distribution
des charges induites, permettant ainsi une mesure de la position en 2
dimensions. Cette technique est maintenant couramment utilisée en physique
nucléaire pour la détection du point de passage des particules dans les
Chambres à dérives [VIL89][GAN99].
Dans une réaction nucléaire il est nécessaire
d'identifier les particules qui participent à la réaction. La mesure de la
perte d'énergie lors de la traversée d'un détecteur par une particule est un moyen
d'y parvenir.
Le détecteur
MUSIC présenté dans la référence [CHR87] est un exemple de détecteur permettant
de mesurer la perte d'énergie par unité de longueur, en utilisant la charge
collectée sur des fils tendus perpendiculairement au faisceau. La mesure des
positions se fait par la même méthode que celle des détecteurs TPC (Time
Projection Chamber). La position verticale est obtenue par l'analyse des temps
de dérives. Pour ce détecteur l’analyse ne se fait pas par l'étude des signaux
digitalisés provenant de l'électronique des fils. Pour ce détecteur la
résolution est de l'ordre du centimètre en vertical. La pression nominale de
fonctionnement est autour de 800 torr. Ce détecteur est présenté sur la figure
I.1.
Figure I.1: Le détecteur MUSIC
La référence [KIM90] présente un détecteur très similaire au précédent
mais utilisant des pads pour collecter la charge le long de la trajectoire et
mesurer la perte d'énergie. Dans cette publication il n'est donné aucun
résultat sur la mesure de position, mais il est indiqué qu'elle est néanmoins
possible. Ce détecteur a été développé pour la détection de changement de la
perte d'énergie le long des trajectoires, il fonctionne à pression atmosphérique.
La géométrie simplifiée de ce détecteur est présentée dans la figure I.2:
Figure I.2: Géométrie simplifiée d'un détecteur de particules utilisant
des pads
Les deux
détecteurs suivants sont de type cible active le détecteur sert en même temps
de cible et de détecteur. Nous nous sommes particulièrement intéressé à ce type
de détecteur dont le principe nous a paru très avantageux.
Un de ces détecteurs
est appelé IKAR, une description des différentes configurations utilisées et
des résultats obtenus par ce détecteur sont disponibles dans les références
[DOB83], [VOR88] et [EGE02]. Ce détecteur permet la mesure de la perte
d'énergie (totale ou partielle selon le parcours), de l'angle des particules,
ainsi que la détermination du vertex de la réaction. La configuration présentée
dans la publication [DOB83] permet de reconstruire les angles des particules
diffusées à partir des temps de montées sur les anodes, cette mesure est aussi
obtenue par la différence des temps d'arrivée sur les différentes anodes. La
position du vertex est obtenue par la même méthode. Dans la référence [EGE02]
ce même détecteur est utilisé comme chambre à ionisation. Dans cette
configuration, il comporte 6 modules identiques permettant la mesure de la
perte d'énergie par la lecture des flash-ADC des 6 anodes. Dans ce cas le
détecteur ne permet pas de mesure de positions. Ce détecteur présente
l'avantage de pouvoir fonctionner à très haute pression (jusqu'à 14 bars)
permettant de grandes épaisseurs de cibles. il a un angle solide de détection de 2p et ne permet pas de mesurer ni les petits angles, ni le passage du
faisceau et ne permet pas non plus à cause sa symétrie circulaire de mesurer
les données de plusieurs particules. Une des configurations utilisées pour le
détecteur IKAR est montrée dans la figure I.3.
Figure I.3: Exemple de configuration du détecteur IKAR
La seconde
cible-active est un détecteur de type MSTPC (Multi Sample Tracking Proportional
Chamber)[MIZ99]. Ce détecteur permet la mesure de perte d'énergie le long des
trajectoires avec une détermination de la position de passage des partenaires
de la réaction (pour une réaction binaire). Ce détecteur permet une détection
sur 4p, et la mesure des positions permet de reconstruire les angles de la
réaction ainsi que la position du vertex. Les trajectoires sont obtenues à
partir des signaux digitalisés des pads du détecteur. Les pads ont une
structure de type backgammon, qui est efficace pour les évènements de faible multiplicité.
Ce détecteur fonctionne avec une pression de quelques torrs. Les diverses
parties de ce détecteur sont présentées dans le Figure I.4.
Figure I.4: Le détecteur MSTPC
Une autre
approche de ce problème, est l'utilisation d'un multi-détecteur tel que le
détecteur MUST (MUr à STrips)[BLU99], voir figure I.5. Ce détecteur est composé
de trois étages de détection permettant la détermination du point d'entrée de
la particule et son identification. La position du point d'entrée est
reconstruite à partir des données obtenues par un détecteur silicium comportant
60 pistes horizontales et 60 pistes verticales. Ce premier étage fournit
également un signal temps qui peut permettre une identification par temps de
vol. Le second étage est composé d'un détecteur silicium-lithium de 3 mm et le
dernier étage est un détecteur CsI de 15 mm d'épaisseur. Ce détecteur identifie
les particules en utilisant les matrices: perte d'énergie partielle-perte
d'énergie totale (DE-E), ou bien par la mesure du temps vol et
de la perte d'énergie totale. Bien que ce détecteur aie de bonnes résolutions
et permette une bonne identification même pour les particules légères de basse
énergie [BLU99], il a notamment deux inconvénients pour notre étude. Le premier
inconvénient est que pour être utilisé efficacement, il doit être utilisé avec
des cibles minces. Le second inconvénient est la faible couverture en angle
solide de ce détecteur. C'est suite à l'étude de ces différents détecteurs et
de leurs caractéristiques respectives que nous avons décidé de développer le
détecteur MAYA sous la forme qui est maintenant la sienne.
Figure I.5: Le détecteur MUST
En effet après lecture de ces diverses publications et considérant les
besoins exposés précédemment, il nous est apparu que pour les deux premiers
détecteurs. Les possibilités de mesure des trajectoires ne sont pas suffisantes
pour l'étude qui nous intéresse. Un détecteur de type IKAR a été construit pour
des énergies plus élevées impliquant des particules de recul ayant de plus
grands parcours. De plus, la géométrie de ce détecteur ne semble pas permettre
la détection du faisceau et des particules ayant un angle faible avec celui-ci.
Les capacités d'identification semblent également être limitées. Le détecteur
de type MSTPC est pour nous celui qui semble le plus intéressant et aurait pu
constituer une des voies de développement. Néanmoins une étude préliminaire a
montré, d'une part que le traitement de signaux digitalisés est très difficile
[DEM99], et d'autre part, qu'il demande énormément de développement dans l’analyse
de données. Cette étude a aussi montré que la quantité de données
extraites pour chaque événement était très importante. De plus, des
développements sur l'électronique des chambres à dérive du spectromètre VAMOS,
nous ont fait connaître l'existence d'une puce électronique permettant la mesure
d'un grand nombre de voies, ce qui nous permettait de lire une anode comportant
suffisamment de pads (environ 1000) et d'utiliser pour le traitement des
algorithmes proches de ceux déjà utilisés pour la reconstruction de
trajectoires dans les chambres à dérives dont les performances sont bien
connues. L'utilisation d'un multi-détecteur comme MUST aurait été possible et
tout à fait intéressante car les caractéristiques de ce détecteur sont assez
proches de ce que nous recherchions, notamment au niveau des capacités
d'identification des particules. Mais considérant une couverture en angle
solide qui est environ quatre fois supérieure avec un détecteur comme MAYA et
une épaisseur de cible qui peut être plus grande d'un facteur 20, on obtient
quasiment deux ordres de grandeur sur le taux de comptage d'une réaction. Ce
qui, dans le cas de l'utilisation des faisceaux exotiques pour l'étude de
réactions de probabilité faible est particulièrement appréciable.
Pour être en
mesure de reconstituer toutes ces données, en gardant une bonne efficacité et
en utilisant une cible épaisse, nous avons donc construit une cible active:
MAYA. L'une des caractéristiques principales de ce détecteur est l'utilisation
de projection des charges d'ionisation sur un plan de détection des positions
en 2 dimensions. Ce détecteur peut donc être appelé: Chambre à Projection de
Charges (CPC). La géométrie et le principe de fonctionnement vont être exposés
dans la suite de ce chapitre.
I.A)
La physique de la détection de la cible active MAYA
Le
détecteur MAYA peut être séparé en 3 parties fonctionnelles principales:
-
Le volume actif (chambre à ionisation
servant de cible)
-
La partie d'amplification et
d'induction pour la localisation (projection de charge)
-
Le mur de CsI (pour la détection
des particules quittant le volume actif)
Nous allons dans un premier temps étudier les différents phénomènes physiques
intervenant dans la détection, et qui sont à la base de la conception et de la
compréhension du détecteur pour chacune des trois parties. Puis, dans la suite
de ce chapitre nous décrirons le détecteur.
I.A.1.a) Dérive et diffusion
La théorie classique de la cinématique des gaz peut être utilisée pour
déterminer les propriétés de la dérive et de la diffusion des électrons. Soumis
à un champ électrique E, les électrons se mettent en mouvement, et acquièrent
une vitesse moyenne de déplacement, dans la direction du champ électrique mais
dans le sens opposé, appelée vitesse de
dérive. La valeur de cette vitesse w est donnée par:
(I,1)
où v est la
vitesse instantanée des électrons, 
est le libre parcours
moyen, e et m sont respectivement la charge et la masse de l'électron, et t le temps moyen de collision. La déviation
standard: sx (dépendante
de la longueur de dérive: x) pour une distribution latérale des charges qui
serait gaussienne, est:
(I.2)
où D est un
coefficient de diffusion dépendant du gaz. Dans le cas idéal l’énergie des
électrons ne change pas lors de l’augmentation de E. Dans ce cas t est constant et on a la relation suivante:
(I.3)
où
k est la constante de Boltzmann et T la température.
Il est également possible
d’introduire un terme phénoménologique dépendant du champ et qui prend en
compte l’accroissement d’énergie avec le champ E. En introduisant ek qui est une fonction du champ réduit: E/P,
où P est la pression du gaz, et en posant:
(I.4)
Comme on le voit ici, le gaz utilisé intervient très
directement dans la dérive des électrons. Pour la première étude qui utilise
les protons comme cible, un gaz de di-hydrogène: H2 semblerait un
choix logique. Mais d'autres considérations sont également intervenues: Nous
voulions arrêter le faisceau (8He à 3.9 MeV/n), et le proton de
recul de quelques MeV. Or le pouvoir d'arrêt, à des pressions raisonnables de
l'2H est insuffisant. C'est pour cette raison que nous avons choisi
l'isobutane, C4H10, qui associe une grande densité et une
forte proportion d'hydrogène. De nombreux graphiques sont disponibles, pour
différents gaz et mélanges de gaz, dans la référence: [CER84]. Parmi ces graphiques,
deux nous concernent particulièrement. L'un nous donne sx0=
, en fonction de E : figure I.6, l'autre donne la vitesse de
dérive en fonction de E, pour l'isobutane: figure I.7. A partir des valeurs
correspondant aux conditions expérimentales, données plus loin, la figure I.6
permet d'obtenir la valeur de sx0. C'est cette valeur qui est utilisée pour calculer la diffusion
latérale des électrons donnée dans la figure I.8. Les conditions de
l'expérience 8He+p sont les suivantes: tension cathode 16 kV,
distance cathode grille de Frisch: 20 cm, Pression: 1 atm. Soit E/P= 800 V/cm-1.atm-1.
Ce qui nous donne d'après les graphiques, pour la diffusion latérale dans
l'hypothèse d'une distribution gaussienne: sx0=0.0125 cm1/2 et pour la
vitesse de dérive: wx=29 mm/ms.
Figure I.6: Déviation standard de la dispersion de la diffusion
latérale d'électrons dans différents gaz
Figure I.7: Vitesse de dérive
des électrons pour l'isobutane en fonction du champ réduit
Figure I.8: Déviation standard de la dispersion de la diffusion
latérale en fonction de la distance parcourue, dans les conditions de
l'expérience 8He+p
I.A.1.b) Limitation d'intensité des détecteurs gazeux
Lors du passage d'un faisceau ionisant dans un gaz de
nombreuses paires électron-ion sont créées. Soit Q le taux de ionisation [cm]-3.
[s]-1, et a le coefficient de recombinaison du gaz.
Le régime d'équilibre est atteint au temps t:
(I.5)
[cm]-3 (I.6)
La vitesse des ions
v+ est fonction du champ électrique appliqué:
(I.7)
La mobilité des ions
positifs m+ dépend de la température et de la
pression, on a:
(I.8)
où m0 est la mobilité à la pression et à la
température de référence.
La vitesse
relativement lente de ces ions, comparée à la vitesse des électrons (environ
1/1000), est à l'origine d'une accumulation d'ions dans le détecteur. Cette
accumulation écrante le champ électrique du détecteur. La valeur de ce champ
induit est donnée par la relation suivante:
(I.9)
où
e est la charge de l'électron, Q est le taux de ionisation en cm-3.s-1,
e0 est la perméabilité électrique du vide et
d est la distance entre les électrodes. Lorsque le champ induit annule le champ
créé par la cathode, le détecteur est saturé: il a atteint la limite de charge
d'espace. Les conditions de l'expérience E350AS, sont présentées dans le
tableau I.1.
|
Énergie du faisceau
|
E=3.9 MeV/nucléon*8 = 31.2 MeV
|
|
Énergie de création
de paire pour l'isobutane
|
Wpaire=23
eV/paire [LEO87]
|
|
Parcours des noyaux
d'8He dans le détecteur
|
Parcours = 18 cm
|
|
Volume de dérive:
S*Parcours
|
(20*25)*18 cm3
|
|
Distance entre les
électrodes
|
20 cm
|
|
Vitesse de dérive
des électrons
|
2.9 cm/µs
|
|
La vitesse des ions
V+
(de l'ordre de
1/1000 de la vitesse des électrons)
|
2900 cm/s
|
|
Mobilité des ions
positifs
|
3.19 cm2/V.s
|
Tableau I.1: Conditions expérimentales de l'expérience E350AS
On obtient alors d'après
I.9, et pour nos conditions expérimentales une intensité maximale de 7.5 107
particules par seconde. Il est à noter d'une part que ce chiffre est bien
supérieur au taux de comptage de l'expérience (quelques centaines d'évènements
par seconde) et que d'autre part que cette limite est seulement un ordre de
grandeur puisque cette formule présuppose une irradiation uniforme. Il y a deux
autres raisons à cette différence: la première étant que le taux de production
actuel en 8He ne permet pas une telle intensité au GANIL
(l'intensité maximum est de 7.104 particules par seconde), la
seconde étant que le système d'acquisition ne permet pas de tels taux de
comptage. La limitation du taux de comptage est donc principalement due à la
limitation de l'acquisition.
I.A.2.a) Multiplication des électrons au voisinage d'un fil
Lorsque les électrons créés par le projectile qui ionise le gaz lors de
sa traversée, peuvent, sous l'action du champ électrique, acquérir une énergie
cinétique entre deux chocs avec les atomes (où les molécules du gaz), supérieure
à l'énergie de création d'une paire électron-ion pour le gaz, il y a alors
multiplication des électrons. Soit l le libre
parcours moyen entre deux collisions ionisantes, et a=1/l la probabilité d'une ionisation par unité
de longueur, aussi connue sous l'appellation de premier coefficient de
Townsend. Pour n électrons le long du parcours dx il y aura dn paires créées:
dn=n.a.dx
(I.10)
Dans le cas d'un champ non homogène, a est une fonction de x. On définit le facteur de multiplication M de la
façon suivante: M=n/n0 où n0 est le nombre d'électrons
initiaux. On a donc pour un champ non-homogène:
(I.11)
Bien que l'équation I.11
ne montre pas de limite d'amplification, dans la pratique M est limité à des
valeurs inférieures à 108 (ou ax <20). Le régime de fonctionnement des détecteurs est établi à
partir de ce coefficient de multiplication comme expliqué sur la figure I.9. La figue I.10 et
la figure I.11 nous permettent de constater expérimentalement la variation de
l'amplification du gain en fonction de la tension sur les fils. Sur la figure
I.6, on remarque que pour un doublement de la tension fils de 250 V à 500 V,
puis de 500 V à 1000 V, on double pratiquement le signal: passage du canal 2400
au canal 5000, puis au canal 9000. Alors que le passage de 1000 V vers 2000 V
ne fait passer que du canal 9000 au canal 11000. Sur la figure I.11 on observe
le même effet avec notamment une saturation du gain pour la courbe à 1600 mbar.
Figure I.9: Les différents
régimes de fonctionnement des Détecteurs à gaz en fonction de la tension
appliquée sur les fils
Figure I.10: Graphique (Énergie fil16[U.A.], Énergie fil 17[U.A.]) avec
un faisceau 8He@3.9Mev/A
Figure I.11: Amplitude du signal observée sur les fils amplificateurs
de 10 µm à la sortie du préamplificateur
en fonction de la tension appliquée
I.A.2.b) Induction d'un signal sur un plan anodique
Le déplacement des charges dans le détecteur est à
l'origine de l'apparition d'une charge image sur les électrodes du détecteur.
Le théorème de Ramo qui se déduit du théorème de réciprocité électrostatique
permet de quantifier cette influence. Il peut être énoncé comme suit [POU01]:
Dans un système à n électrodes, la
charge (Qa) induite sur l'électrode A par une charge ponctuelle (q) en
mouvement est donnée par:
Qa= -q.j'a( r ) (I.12)
et sa variation (dqa/dt),
c'est à dire le courant induit (ia), est donnée par
ia=q.v.E'a ( r ) (I.13)
où
v est la vitesse instantanée de q et j'a( r ) et E'a ( r ) sont le
potentiel et le champ électrique qui existeraient avec la charge q en r,
l'électrode A mise à un potentiel unité et toutes les autres électrodes
à un potentiel nul. Les caractères en gras représentent des vecteurs.
La distribution de la charge image
sur l'anode est caractéristique de la géométrie du détecteur. Dans le cas d'une
géométrie comme celle de MAYA, la forme est celle de la distribution créée par
une charge Q située au voisinage d'un fil placé à la distance L de l'anode
[END81]:
(I.14)
La figure I.12 montre l'allure de cette
distribution pour un paramètre L égal à 10 mm et 0<n<20000, l'origine des
axes étant fixée au point représentant la projection de la charge initiale sur
l'anode.
Figure I.12: Distribution de la charge induite par une charge
ponctuelle Q sur l'anode en fonction de la position par rapport à cette
charge
Les détecteurs CsI(Tl) ou iodure de césium sont des scintillateurs
inorganiques dopés au thallium. Les scintillateurs inorganiques possèdent pour
la plupart une structure cristalline. C’est cette structure cristalline, qui
est à l'origine de la structure en bande des niveaux d'énergie électronique.
Cette structure électronique est montrée dans la figure I.13. Dans la bande
interdite, la présence de thallium introduit des niveaux d'énergie
intermédiaire. Lors du passage d'une particule chargée, dans le cristal, deux
phénomènes ont principalement lieu: soit la particule ionise un atome du
cristal en créant une paire électron–trou avec l'électron dans la bande de
conduction et c'est à dire un électron libre, soit l'électron de la paire n'a
pas assez d'énergie pour atteindre la bande de conduction et reste dans la
bande des excitons. La paire reste électrostatiquement liée (appelée exciton),
mais peut se déplacer dans le cristal. Lorsqu'un électron arrive sur un centre
activateur (un atome de Tl), il transite de manière non radiative vers un
niveau d'énergie inférieure qui lui est plus favorable. Il peut ensuite
décroître vers le niveau fondamental par transition radiative.
Pour les excitons, le phénomène est semblable, la
différence étant que les excitons décroissent préférentiellement vers des états
de phonons du cristal proches du niveau fondamental mais toujours dans la bande
interdite. La perte d'énergie lors du passage de la bande de conduction ou de
la bande exciton vers les niveaux des états excités du dopant, permet un
déplacement des fréquences présentes dans le spectre d'émission (causé par la
variation d'énergie), par rapport aux fréquences du spectre d'absorption. Ce
déplacement, appelé déplacement de Stokes, permet que la lumière scintillée ne
soit pas réabsorbée par le cristal, sauf éventuellement dans la zone de
recouvrement des deux spectres.
Le spectre d'émission des scintillateurs est l'une des
caractéristiques importantes, puisqu'elle doit être comparée avec le spectre de
l'efficacité quantique de la photodiode (figure I.14 [SCI02]), ou de la
photocathode d'un photomultiplicateur. Cette comparaison intervient dans
l’évaluation de l'efficacité d'un tel détecteur. L'émission de lumière ne
dépend pas uniquement de l'énergie de la particule arrêtée dans le cristal,
mais également du projectile (photon, électron, Xza ). De
plus, lorsque l'ionisation est très importante (pour des dE/dx élevés), la
densité des centres actifs excités devient grande. La probabilité de transition
vers l'état fondamental, sans émission d'un photon devient plus grande, il y a
extinction (quenching en anglais) [SPI98]. La production de lumière est décrite
par la loi de Birks:
[ADV00] (1.15)
avec:
L0 luminescence à faible densité de ionisation et kB le coefficient
caractérisant le quenching, et le dE/dx est la perte d'énergie linéique dans le
cristal. Une dernière caractéristique est le temps de décroissance du scintillateur,
ce temps est directement lié au type de désexcitations permises à partir des
états excités du dopant. Dans le cas des scintillateurs CiS(Tl), il y a deux
composantes, l'une plus faible avec un temps de décroissance de 600 ns, et
l'autre avec un temps de 3.4ms [SCI02].
Figure I.13: Structure schématique des niveaux d'énergie électronique d'un
cristal dopé
Figure I.14: Efficacité quantique (Q.E.) d'une photodiode et spectre
d'émission pour les cristaux CsI(Tl),CdWO4,et CGO
Comme nous l'avons
vu, le détecteur MAYA peut être séparé en 3 parties:
-
Le volume actif
-
La partie d'amplification et de
détection
-
Le mur de CsI
Ces trois zones
sont disposées selon le schéma de la figure I.15. Ces trois parties sont
confinées dans un caisson d'acier inoxydable (fig. A.I.1, A.I.2. Les figures
dont l'indexation commence par A sont situées à la fin dans l'annexe) testé
pour résister jusqu'à 3 atmosphères de pression et homologué pour être utilisé
avec des gaz explosifs. Dans cette partie nous allons présenter plus en détail
les choix techniques faits pour chacune de ces parties.
Figure I.15: Vue schématique du détecteur MAYA
Le volume actif a une dimension de 283x258x200 mm3 [x;y;z].
Les dimensions en x et y (respectivement 283 mm et 258 mm) sont une conséquence
des choix pris pour la zone de détection et sont discutées plus loin. Le volume
est délimité, sur les cotés par des cartes de répartition de champ comportant
50 strips de champ (figure A.I.3 [Annexe A]) connectées
entre elles par des résistances, sur la face avant par une autre carte de répartition
comportant un trou destiné à recevoir le support de la fenêtre d'entrée (Figure
A.I.4 [Annexe A]), sur l'arrière par un cadre supportant des fils de
répartition de champs de 50 microns de diamètre (Figure A.I.5) et sur la partie
supérieure par la cathode. La partie inférieure, qui sépare la zone active de
la zone d'amplification, est délimitée par la grille de Frisch composée de
fils, de 50 microns de diamètre tendus sur un cadre (figure A.I.6). La dérive
des électrons est assurée par le champ électrique entre la cathode polarisée
négativement et la grille de Frisch qui est à un potentiel de 0 V. Dans le cas
d'une utilisation à pression élevée la cathode peut être portée à plusieurs
dizaines de milliers de volts pour assurer une vitesse de dérive des électrons
suffisante. Cette vitesse de dérive a limité la dimension en z de cette partie
à 20 cm.
Cette zone est particulièrement
importante car elle détermine les caractéristiques du détecteur et notamment la
résolution. Il est à noter que les estimations qui ont été faites pour
déterminer la géométrie de cette partie du détecteur partent de l'hypothèse de
pads rectangulaires perpendiculaires aux fils. Cette approximation est faite
dans le but de pouvoir utiliser la littérature existante notamment concernant
les chambres proportionnelles. Plusieurs paramètres sont prépondérants pour
cette partie du détecteur: le diamètre des fils, leur espacement, les distances
grille de Frisch-plan de fils et plan de fils-anode, et la taille et le motif
des pads de l'anode. Il faut également savoir que tous ces paramètres sont
corrélés entre eux. Compte tenu des problèmes
liés à l'utilisation de gaz, problèmes qui s'accroissent lorsque les volumes de
gaz augmentent, nous nous sommes limités à un volume de 30x30x30 cm3.
Pour des trajectoires typiques de 100 mm nous souhaitions une résolution de l'ordre
de 1% soit 1 mm. On sait qu'une résolution d'un dixième de la taille caractéristique
des pads est facilement réalisable, pour ce type de détection utilisant une
analyse de la distribution de charges, soit des pads d'environ 10 mm. A partir
de choix on peut estimer la résolution de façon plus précise.
Soit Xc la position
calculée à partir de 3 strips avec le maximum de la distribution sur les pads
d'index i
(I.16)
avec Xi la position du pad, les Ai les
charges sur les pads, W la largeur des pads et a un coefficient ajustable.
Soit: 
avec DAn: bruit du pad n (I.17)
On remarque
que 
n'est autre que
l'inverse de la dérivée de la distribution de charge: 
au point X=Xc et pour
A=Ai. Il est donc nécessaire de maximiser la dérivée pour optimiser la
résolution. En faisant les hypothèses suivantes:
Ai+1=AI-1=1/2 Ai et DAi+1=DAI-1=DA.
On obtient alors:
(I.18)
La figure I.16 nous montre comme exemple un spectre de calibration des GASSIPLEX
pour la rangée 14, si l'on regarde plus précisément un des pads, on obtient la
figure I.17. On peut alors estimer DA/A, soit
7/145 = 4.8 10-2 FWHM. La valeur de a est celle citée dans la référence [AWA82], soit 0.3. Cette valeur
correspond dans cette référence à un maximum pour la résolution, c'est pour
cette raison que nous avons utilisé cette valeur. La largeur du pad est de 7.5 mm.
On obtient donc une résolution de 0.33 mm, ce qui est de l'ordre d'un dixième
de la largeur du pad. Cette valeur est conforme aux résolutions généralement
observées pour ce type de détecteurs.
I.B.3.a) Les fils amplificateurs et leurs cartes de
préamplificateurs
De l'autre coté de la grille de Frisch se
trouve la zone d'amplification. L'amplification se fait au voisinage des fils
qui sont tendus parallèlement au faisceau. Les fils amplificateurs sont placés
à 15 mm de la grille de fils et à 10 mm de l'anode. Si l'on intègre la distribution de la charge
induite, donnée par la formule I.14 et présentée dans la figure I.12, sur les
pads hexagonaux en fonction de la distance qui sépare le centre du pad de la
position sur l'anode de la projection du fil: On obtient la distribution de la
figure I.18. D'après [AWA82], dès lors que la forme de la distribution est prise
en compte, une reconstruction avec deux ou trois points est optimale pour la
reconstruction de la trajectoire. Deux ou trois points sont suffisants car plus
de points introduisent plus de bruit. Nous avons donc choisi une méthode de
reconstruction à trois points par la méthode appelée SECHS (SECante Hyperolic
Squared) [SAV03]. Cette méthode qui prend en compte la forme de la
distribution, a une résolution qui n'est pas dépendante de la distance de
dérive des électrons. Sur la figure I.18, la dérivée de la distribution de
charge a un maximum pour une amplitude de la distribution de l'ordre de la
moitié de sa valeur maximale. D'après la discussion précédente, la résolution
est optimisée lorsque la dérivée est maximale. Il faut donc prendre une taille
de pad tel que le rapport de charge entre les pads adjacents et le pad central
soit de 0.5. Le maximum correspond à un espacement d'environ 6.5 mm. Dans notre
cas pour des pads de 5 mm de côté cela nous donne une distance entre les
centres des pads de deux rangées adjacentes (dans la direction perpendiculaire
aux fils) d'environ 7.5 mm. Cette valeur est très proche de l'optimum et justifie donc une distance entre les fils
et l'anode de 10 mm.
Une géométrie en nid d'abeille a été choisie pour ne pas privilégier
une direction, les trajectoires d'intérêt pouvant aller dans toutes les
directions. Les résultats montrés sur la figure I.19 valident les différentes
hypothèses faites et montre que, bien que les formules ne soient pas
nécessairement adaptées à notre géométrie, elles nous donnent néanmoins les
résultats attendus. Sur cette figure on a reporté la charge des pads pour trois
des rangées situées sous le faisceau, et l'on voit que le rapport entre la charge des pads
latéraux et la charge du pad central qui leur correspond est bien proche de
0.5.
Figure I.18: Distribution de la charge induite intégrée sur un pad situé
à la distance d, de la projection de la
position du fil sur l'anode (courbe en noir), et la dérivée de cette
distribution (courbe en gris)
Figure I.19: Distribution de la charge mesurée sur les pads autour de
la trajectoire centrale pour une particule du faisceau d'8He à 3.9
MeV/n dans un gaz de C4H10 à 1 atm
Comme la grille de Frisch et l'anode,
le cadre supportant les fils coulisse dans un rail, ce qui permet de les remplacer
facilement. Cette facilité permet de choisir le nombre de fils par rangée et le
diamètre des fils en fonction du gain voulu. Il est possible de faire varier le
diamètre des fils sur une même grille, éventuellement sur un même fil, où de faire
varier le nombre de fils par rangée de pads sur un même cadre, ou même sur une rangée.
La figure A.I.7 montre un exemple de cadre qui peut être tissé soit en 3 fils
par rangée, soit en 2 fils. Ce qui donne respectivement un espacement pour les
fils de 2.5 mm et 3.8 mm. La charge induite sur l'anode environ 15 % supérieure
pour la grille à 2 fils par pad comparée à celle à trois fils [GAT79]. On
remarquera ici que l'espacement des fils est supérieur au maximum de sx0 (Obtenue sur la figure I.18) et même
supérieur à 3 fois cette valeur. Ceci conduit à une digitalisation de la
trajectoire avec un pas de 2.5 mm dans la direction perpendiculaire aux fils,
comme le montre la figure I.20. Ce point sera discuté plus en détail dans la
partie concernant le traitement des données.
Les connections sont faites de façon
à ce qu'il y ait une seule sortie de signal fil par rangée de pads utilisée,
soit 33 voies fils. Le signal fil est connecté à des cartes de
préamplificateurs. Ces cartes sont fixées sur la porte arrière du détecteur
directement sur des connecteurs étanches. Les cartes (Figure I.21) permettent
de polariser les fils et de découpler le signal de la haute tension par
l'intermédiaire de capacités de découplage. Les capacités autorisent une
tension de polarisation des fils de 3 kV. Les préamplificateurs ont un gain de
20 mV/MeV équivalents silicium.
Figure I.20: Positions calculées par la méthode SECHS sur 3 pads pour
le faisceau direct.
Figure I.21: Cartes des préamplificateurs
I.B.3.b) L’anode et les GASSIPLEX
L’anode de MAYA est composée d’un
circuit imprimé multicouche. Il y a 7 couches dont 3 plans de masse. La partie
supérieure, celle sur laquelle sont induites les charges, est composée d’un
pavage de pads hexagonaux (Figure. A.I.8). Les pads font 5 mm de côté et ils
sont séparés entre eux par une piste isolante de 0.2 mm de largeur. Le routage
de la connectique des pads est fait dans les couches internes du circuit: le
routage d’un plan interne est montré figure A.I.9. L'anode est composée de 35
rangées de 34 pads hexagonaux, plus un demi pad, soit un total de 1190 pads.
Étant donné le grand nombre de voies, on constate l'intérêt d'une telle anode
qui permet de fixer une fois pour toute une partie de l'électronique et
d'éviter la présence de nombreux câbles. Tous les pads ne sont pas connectés à
l'électronique de lecture. En effet la première et la dernière rangée, ainsi
que les premiers et derniers pads de chaque rangée ne sont pas connectés. Ces
pads ne sont pas connectés à cause des effets de bord tels que les
inhomogénéités du champ électrique et les parasites électromagnétiques de
l'extérieur. Il y a donc 1056 voies électroniques, pour une surface utile de
283 * 258 mm2, pour l'anode seule. La lecture est assurée par des
circuits intégrés de type GASSIPLEX [GASSIP]. Ce type d'électronique présente
plusieurs avantages. Il permet notamment de passer un grand nombre de signaux
par un nombre de fils très réduit par une opération appelée multiplexage. Cette
opération permet de mémoriser plusieurs valeurs en même temps, de les lire et
de coder, les unes à la suite des autres par le même câble au lieu d'avoir un
câble par voie. Ce type d'électronique présente l'avantage d'être également
relativement bon marché.
Les GASSIPLEX sont protégés des éventuels claquages par une
série de diodes montées têtes bêches et fixées sur la face inférieure de
l’anode. Il a été nécessaire de rajouter des condensateurs pour supprimer le
niveau continu, de –1.6 V, présent à l’entrée des cartes GASSIPLEX. La présence
des diodes de protection et du niveau continu a pour effet, en l'absence des
capacités, de "mettre à la masse" les pads et empêche toute lecture
de charges. Le schéma électronique du montage de ces protections, est présenté sur
la figure I.22. Les cartes supportant les GASSIPLEX ont été fabriquées à l'IPN
d'Orsay. Elles regroupent 4 puces GASSIPLEX, avec 16 voies chacune, soit 64
voies. Elles sont de dimensions réduites 75*25 mm2 et d'une
épaisseur maximale de 8 mm (Figure I.23). Ces cartes comportent un connecteur
pour les 64 entrées et deux connecteurs pour les signaux de fonctionnement (et
leur recopie pour le chaînage des cartes) des GASSIPLEX, et leur alimentation.
Les GASSIPLEX sont des circuits intégrés de type A.S.I.C (Application Specified
Integrated circuit): circuit intégré à application spécifique. Dans le cas des GASSIPLEX
la puce assure la préamplification, l'amplification et la mise en forme, et le
multiplexage de 16 voies. Elle comporte pour chacune des 16 voies en entrée,
une capacité de charge, un préamplificateur de charge, un filtre (non utilisé
dans notre cas) et un préamplificateur avec mise en forme suivi d'un
interrupteur. La puce comprend également le circuit qui contrôle la lecture en
série des 16 voies d'une puce. L'interrupteur d'entrée est géré de façon
globale, pour les 16 voies, par le signal de Track&Hold. Lorsque ce signal
n'est pas actif les circuits de préamplification, amplification et mise en
forme, et de multiplexage sont reliés à la partie détection, dans notre cas les
pads. En revanche lorsque ce signal est actif la mesure est suspendue et la
valeur est mémorisée dans le buffer aussi longtemps que ce signal est actif. La
lecture est contrôlée par trois signaux:
-
Le signal TRACK&HOLD
qui fixe le moment où les valeurs de la mesure sont figées. Ces valeurs sont
figées tant que le TRACK&HOLD est actif et sont remises à zéro par
le signal CLEAR. Le temps de ce signal par rapport à l'événement doit
être ajusté de façon à ce que le signal en sortie soit maximal.
-
L'horloge ou CLOCK: Sur
chaque front montant, le GASSIPLEX fournit la valeur de la voie suivante à la
sortie du GASSIPLEX. Bien que les
signaux de la CLOCK puissent être envoyés avec une période minimale de 400 ns
pour une largeur de 200 ns, une des limites de la fréquence de lecture est la
précision de la lecture. Lors du changement de voie, apparaît une oscillation
de quelques centaines de nanosecondes qui dégrade la mesure. Il est donc
nécessaire d'attendre la stabilisation de ce signal avant de le coder. Nous
nous sommes limités à une période de 2 ms et à une
largeur de signal de 1ms.
-
Le CLEAR qui assure la
remise à zéro des buffers et le positionnement du circuit de multiplexage sur
la première voie.
Figure I.22: Schéma de l'électronique entre les pads et les cartes GASSIPLEX avec les diodes de protections
Figure I.23: Carte GASSIPLEX avec les 4 puces ASICs montées
Il est à noter que l'alimentation des GASSIPLEX se fait en + 2.75 V et
– 2.75 V et qu'il est impératif que ces tensions soient maintenues avec
précision à ces valeurs pendant le fonctionnement, et que les signaux sont
actifs à +2.75 V. Une des difficultés de mise en œuvre a été le contrôle précis
de ces valeurs. Le tableau I.2 nous donne quelques caractéristiques importantes
des GASSIPLEX prises dans la référence [GASSIP]. Ce tableau nous donne par
ailleurs une justification de l'amplification du signal par les fils
proportionnels. En effet si l'on regarde, le nombre d'électrons créés, par
exemple, par ionisation pour un proton de 6 MeV et déposés sur 20 pads, on
obtient environ 7500 e-. Le bruit des GASSIPLEX est pour un pad de capacité
négligeable de 530 e-, soit un rapport signal sur bruit d'environ 7%
ce qui est très mauvais. En pratique un gain de 100 à 1000 a été nécessaire.
|
POUR UN FONCTIONNEMENT AVEC UN
DÉTECTEUR GAZEUX
|
|
Temps de
Mise en Forme (TMF)
|
1.2 ms
|
|
Réglage
du TMF
|
1.1 à 1.3
ms
|
|
Bruit à 0
pF
|
530 e-
rms
|
|
Pente de
la courbe de bruit
|
11.2 e- rms/Pf
|
|
Dynamique
positive (en sortie)
|
0 à 560
fC ( 0 à 2V )
|
|
Dynamique
négative (en sortie)
|
0 à -300
fC ( 0 à -1.1 V )
|
|
Gain
|
3.6 2.2mV/fC (160mV/MeV[Si]–16
mV/MeV[gaz])
|
|
Non
linéarité
|
±2 fC
|
|
Retour à
la ligne de base
|
± 0.5 % après 5 µs
|
|
Fréquence
de lecture maximale
|
10 MHz
|
|
Puissance
consommée au 10 MHz
|
8mW/canal
|
Tableau I.2: Caractéristiques techniques des GASSIPLEX
La lecture et le codage sont contrôlés par deux modules de
la société CAEN. Il s'agit des modules V551 CRAMS sequencer (CAEN
Readout for Analogic Multiplexed Signals) et V550A qui est un module avec deux
convertisseurs analogiques - numériques de type flash ADC, codant sur 12 bits.
Le
V551 CRAMS a été spécialement développé pour être utilisé avec une électronique
de type GASSIPLEX et avec le convertisseur analogique - numérique V550(A). Le
V551 peut contrôler jusqu'à 19 modules V550(A) soit 76608 voies(19*2*2016).
Le nombre de signaux en entrée et en sortie est très
réduit.
En
entrée:
-
Le TRIGGER, il déclenche la
séquence de lecture.
-
Le CLEAR qui permet la remise à zéro
en fin ou en cours de lecture.
-
Le DATA READY venant du V550A, qui
indique que des voies on été codées.
En
sortie
-
Le BUSY indique que le module est
occupé.
-
Le CLOCK contrôle le séquençage
des GASSIPLEX.
-
Le TRACK&HOLD qui contrôle la mémorisation
des voies d'entrée des GASSIPLEX. Il est généré avec un retard, ajustable, par
rapport au Trigger.
-
Le DRESET, qui contrôle la remise
à zéro des GASSIPLEX.
-
Le CONVERT, il contrôle le codage
des ADC. Le signal CONVERT est émis à la même fréquence que le signal CLOCK
envoyé aux GASSIPLEX, sa largueur est en revanche de 100 ns et ne peut être
changée. Ce signal est généré avec un retard ajustable par rapport au signal
CLOCK, Il permet au séquenceur de contrôler la synchronisation entre les GASSIPLEX
et les ADC CRAMS. Le retard permet d'attendre la stabilisation des signaux
provenant des GASSIPLEX avant le codage.
-
Le CLEAR OUT, il transmet aux V551
le signal Clear, et initialise les codeurs après la lecture.
Une séquence de codage est présentée dans la figure I.24.
Ces modules disposent en face arrière d'un connecteur standard de type VME pour
la communication avec le reste de l'acquisition.
Figure I.24: Chronogramme d'une séquence de lecture
Le V550A reçoit
les signaux CONVERT, CLEAR et fournit le signal DATA READY en face avant et
transmet les données sur le bus VME. Les deux codeurs du module peuvent coder,
jusqu'à 2016 voies multiplexées chacun, sur 12 bits (4096 canaux). La dynamique
de la conversion est réglable (150 mV, 300 mV, 750 mV, 1.5 mV). Le module peut,
en interne, faire une lecture avec seuil et la soustraction des piédestaux. La
combinaison des GASSIPLEX et de ces modules permet de faire une lecture
multiplexée des voies: les voies lues en parallèle sont envoyées sur une même
voie les unes après les autres, comme le montre la figure I.25. Cette figure
présente une séquence de lecture type d'une carte GASSIPLEX (64 voies).
-
Un signal de TRIGGER (canal 1) est
envoyé au séquenceur.
-
Après un temps T1, le TRACK&HOLD
(canal 4) est envoyé du séquenceur au GASSIPLEX, les valeurs en entrée des GASSIPLEX
sont alors mémorisées.
-
Après un temps T2 les signaux de
la CLOCK (canal 3) sont envoyés avec la fréquence préalablement choisie. Sur
chacun des fronts montants de ce signal la valeur mémorisée par les GASSIPLEX
pour la voie suivante est envoyée sur la sortie BUSOUT (canal2) des GASSIPLEX,
Figure I.25: Chronogramme de fonctionnement pour le multiplexage des GASSIPLEX, pour une
carte de 64 voies.
Les détecteurs
CsI(Tl) qui composent le mur de CsI sont au nombre de 20 et ont une face
d'entrée de 50x50 mm2, ils sont alignés sur 4 rangées de 5 CsI soit
une surface de 250x200 mm2 [y,z]. Le mur est placé à 40 mm derrière
les fils de champ de la face arrière de la zone active. Il n'a pas été possible
de placer les CsI plus près de la zone active en raison des risques de claquage
entre les fils de champ, ou la cathode, et le mylar aluminisé qui protége les
CsI. C'est également la présence de ce champ électrique qui nous a fait
préférer les CsI aux détecteurs Silicium Les risques de détérioration suite à
un claquage sont importants pour les détecteurs Si(Li). Un claquage
entraînerait, en effet, la destruction probable d'un ou plusieurs détecteurs
ainsi que des préamplificateurs qui leur sont associés. Car bien que la
résolution de diodes Si(Li) soit meilleure, on ne peut pas risquer détruire une
partie des détecteurs à cause d'un claquage électrique. La résolution d'une
diode Si(Li) est typiquement de 1,5% comme le montre l'exemple de la mesure en
énergie, pour une source 3 alpha, de la figure I.26 (diode de 5 mm avec une
surface de 600 mm², ampli ORTEC 671 avec mise en forme de 1 µs), contre 5.5 et
6.8 %, selon les détecteurs CsI (selon les données constructeur obtenues avec
un amplificateur spectroscopique ayant un temps de mise en forme de 4 ms), pour des alpha de 5.48 MeV. Nos valeurs expérimentales de la
résolution des CsI, entre 5.0 % et 7.5 %, sont très semblables à celles données
par SCIONIX. Deux mesures, celles des détecteurs n°1 et n°8, sont présentées
dans les figures I.27 et I.28. Ces mesures ont été obtenues avec un
amplificateur spectroscopique CAEN pour un temps de mise en forme de 6 ms.
De plus pour
l'étude de la diffusion élastique de noyaux exotiques sur une cible de protons,
il faut détecter des protons jusqu'à 50 MeV. Les détecteurs CsI disponibles
chez SCIONIX, c'est à dire de 10 mm d'épaisseur, étaient parfaitement adaptés à
cet usage, car le parcours des protons de 50 MeV dans les CsI est d'environ 9.3
mm. Pour des Si(Li) le parcours est d'environ 12 mm ce qui est trop épais pour
une seule diode Si(Li), ce qui impose donc le choix des CsI.
Sans oublier que la surface de détection impose de placer plusieurs
détecteurs les uns à côté des autres. Or les diodes Si(Li) ont une zone morte
sur leurs bords relativement importante, alors qu'avec le montage des CsI cette
zone est inférieure au millimètre.
Figure I.26: Spectre d'énergie et résolution d'une diode Si(Li), pour
une source a trois pics
Les
CsI, leur photodiode et leur préamplificateur nous ont été fournis par la
société SCIONIX. L'ensemble CsI, photodiode et préamplificateur, était un
produit déjà existant dans leur catalogue et n'a pas fait l'objet d'une
recherche particulière. Seules deux caractéristiques ont été adaptées à nos
besoins: le gain du préamplificateur a été adapté à 16V/pC et l'épaisseur du
mylar aluminisé de la fenêtre d'entrée a été réduite à 2 microns. Leur
géométrie et leurs dimensions sont présentées dans la figure I.29. Les CsI requièrent
une alimentation de +12 V, -12 V pour les préamplificateurs et une alimentation
de 30 V pour la polarisation des
photodiodes.
Figure I.29: Géométrie des détecteurs CsI et de leur électronique
Dans
ce chapitre est présenté le montage expérimental, c'est à dire la ligne de
faisceau, son optique, ainsi que l'électronique et les différents réglages.
Le GANIL (Grand Accélérateur
National d'Ion Lourd), est situé à Caen dans le département de Basse-Normandie.
Il délivre des faisceaux d'ions depuis 1983. Les faisceaux stables accélérés
vont du Carbone à l'Uranium, pour des énergies
maximales allant de 25 A.MeV pour les
plus lourds, à 95 A.MeV pour les plus légers. Depuis la mise en service du
Système de Production d'Ions Radioactifs Accélérés en Ligne (SPIRAL), le GANIL
accélère également des ions radioactifs, tel que 8He. Le plan des
installations est présenté dans la figure II.1.
Figure II.1:Schéma du complexe expérimental du GANIL, avec les accélérateurs, les
lignes et les différentes salles d'expériences
Le
faisceau primaire est produit à partir de l'une des sources ECR situées près
des deux cyclotrons compacts C01 et C02 qui fournissent une pré-accélération du
faisceau avant son passage dans les cyclotrons CSS1 et CSS2. Les cyclotrons
CSS1 et CSS2, sont des cyclotrons à secteurs séparés. Ils sont composés de 4 dipôles
et de deux cavités accélératrices, comme le montre la figure II.2. Sur la ligne
de transport, qui relie les CSS entre eux, un éplucheur (feuille mince en
carbone généralement) permet d'augmenter l'état de charge du faisceau pour une
accélération dans le deuxième CSS. Le faisceau ainsi obtenu est alors
utilisable de 3 façons différentes: il peut être envoyé directement vers les
aires expérimentales, il peut être envoyé dans la cible SISSI, où bien encore
être envoyé dans la ligne SPIRAL.
Figure II.2: La géométrie des cyclotrons à Secteurs Séparés: CSS
Le système de production d'ions
radioactifs SPIRAL permet de produire, par fragmentation du faisceau primaire
ou de la cible, des ions radioactifs. Le faisceau primaire, venant de CCS2, est
arrêté dans une cible solide épaisse (cible de carbone de la figure II.3). Dans
le cas de la production de l'8He le faisceau primaire est du 13C.
Lorsque ce faisceau interagit avec la cible, des noyaux sont créés,
principalement, par fragmentation. Pour permettre à ces noyaux de migrer hors
de la cible, elle est maintenue à haute température (entre 1500 et 2000°C). Les
noyaux ainsi produits transitent par un tube de transfert vers une source ECR
pour être ionisés. Dans notre cas l'état de charge doit être le 1+ pour le 8He.
Sur la figure II.3, les aimants permanents permettent le confinement du plasma.
Les ions en sortie de la source sont ensuite envoyés dans un cyclotron compact:
CIME. Lors du passage dans le cyclotron CIME seuls les ions possédant le
rapport M/Q pour lequel le cyclotron a été réglé sont accélérés, ce qui permet
de purifier le faisceau, avec une résolution en M/Q de l'ordre de 10-4.
Figure II.3: Ensemble cible source de SPIRAL
Le
faisceau provenant des CCS, avec ou sans passage dans SISSI, est envoyé dans le
spectromètre alpha, qui est nommé ainsi à cause de sa forme. Pour le faisceau
SPIRAL il fonctionne en mode Z. Le spectromètre alpha a plusieurs fonctions. Il
est nécessaire pour sélectionner une région ou un élément d'intérêt parmi les
éléments produits dans le cas des faisceaux SISSI. Le spectromètre dispose
également de nombreux jeux de fentes qui permettent de contrôler et définir les
qualités optiques du faisceau, ou bien d'obtenir un faisceau particulièrement
fin, appelé faisceau pinceau. Ce faisceau qui a une intensité de l'ordre de 102
à 103 particules par seconde est utilisé, notamment, pour la
calibration des détecteurs. Les faisceaux ainsi produits sont envoyés dans
l'arrête de poisson où ils sont aiguillés vers les différentes salles
d'expériences, comme la salle G3.
SPEG est un spectromètre de haute résolution. Pour
l'expérience E350AS, SPEG n'a pas été utilisé pour sa fonction de spectromètre,
mais pour ses équipements annexes. L'aimant D4P notamment a été utilisé pour
centrer le faisceau sur la fenêtre d'entrée de MAYA. Les profileurs ont été
utilisés pour repérer le faisceau et les fentes ont été utilisées pour couper
le faisceau. La figure II.4 montre la disposition des différents éléments de la
ligne SPEG. La figure II.5 donne l'enveloppe faisceau théorique de la ligne de
la sortie du cyclotron CIME, jusqu'à la cible active MAYA. De cette figure on obtient
plusieurs informations importantes pour nous. Les grandissements horizontaux et
verticaux sont respectivement de 0.2 et 0.375, pour une enveloppe de ±3 mm par ±3 mm à l'entrée du détecteur. La
dispersion en X: X/d, est très faible de l'ordre de 0.1m (0.1
cm / %), de même le terme X/q est très
faible. On est donc dans des conditions très proches d'une optique
achromatique.
Figure II.4: Schéma de la ligne SPEG
Figure II.5: Enveloppe du faisceau du cyclotron CIME au détecteur MAYA
Durant l'expérience E350ASn le
détecteur MAYA était associé à plusieurs détecteurs annexes. Ces détecteurs ont
été utilisés comme signal de START (t0 des mesures de temps) pour
les mesures de temps et pour localiser le faisceau avant son entrée dans le
détecteur. En effet la taille de la fenêtre d'entrée étant faible, il a été
utile d'utiliser un détecteur permettant une localisation sur une plus grande
surface pour permettre la localisation et le centrage du faisceau juste avant
MAYA. Ces détecteurs étaient disposés selon le schéma présenté dans la figure
II.6. L'un de ces détecteurs est un détecteur à galette à micro-canaux, il est
présenté dans la figure II.7. Il a été utilisé dans cette expérience pour
vérifier la mise en temps des autres détecteurs. Un détecteur gazeux appelé
Petites Chambres à Dérive (PCD) a été utilisé pour la localisation. La figure
II.8 montre ces Petites Chambres à Dérive dans leur conteneur. Les Petites Chambres
à Dérive sont constituées de quatre modules de dérive comme le montre la figure
II.9. Le temps de dérive des électrons, créés lors du passage du faisceau dans
les 4 modules, permet de reconstituer le point de passage du faisceau. C'est,
en fait, la différence deux à deux (entre les deux modules verticaux et entre
les deux modules horizontaux) des temps de dérive qui permet la localisation du
faisceau indépendamment des autres détecteurs. Durant cette expérience ce
détecteur a été rempli avec 20 millibars d'isobutane auxquels était ajouté 1%
d'alcool [GAN98], la tension de la cathode était de 500 V. Dans ces conditions
la vitesse de dérive est de l'ordre de 200ns/cm. La tension sur les fils
amplificateurs des modules des PCD était également de 500V. Ce détecteur a une
résolution de l'ordre de 200 µm FWHM en X et en Y [GAN98].
Pour cette expérience le détecteur
MAYA était rempli de 1020 millibars d'isobutane : C4H10
avec une fenêtre en Milar de 6µm d'épaisseur. La tension de la cathode était de
-16 kV et celle des fils amplificateurs de 3200 V pour une partie de
l'expérience et 3000 V pour une autre partie. Le diamètre des fils
amplificateurs était de 10 µm, sauf pour les fils des rangées 16,17 et 18 dont
le diamètre des fils était de 20µm. La grille utilisée était une grille avec trois
fils par rangée de pads. La distance entre les fils amplificateurs et la grille
de Frisch était de 15 mm et de 10 mm entre les fils amplificateurs et l'anode.
Figure
II.9: Schéma interne des petites chambres à dérive
Dans cette partie est présentée
l'électronique utilisée durant cette expérience pour l'acquisition des données,
de MAYA, ainsi que des différents détecteurs annexes. J'expliquerai en
particulier la logique de rejet lent utilisé pour une première sélection
des évènements. Ce premier niveau de sélection permet d'augmenter le taux de bons
événements traités par l'acquisition. Cette opération est particulièrement
utile si l'on considère la limitation du taux d'acquisition. Dans cette partie
j'expliquerai notamment certains des choix qui ont été faits pour cette
électronique.
La figure II.10 présente l'électronique des deux détecteurs
annexes, le détecteur à galettes à micro-canaux: Gastro (en haut sur la figure)
et les Petites Chambres à Dérive (au milieu sur la figure), ainsi que
l'électronique des CsI (en bas). Sur cette figure on remarque que c'est la voie
Yb des petites chambres à dérive qui est le trigger de l'acquisition. La figure
II.11 présente le schéma de l'électronique pour le détecteur MAYA. Ce schéma
comprend l'électronique des 32 fils, en temps et en énergie, ainsi que
l'électronique pour la lecture des pads de l'anode. Le signal interne du préamplificateur
des GASSIPLEX pour une voie (signal qui doit être codé) a un temps de montée de
1.2 ms, il atteint donc son maximum 1.2 ms après le début du signal physique obenu par le signal logique du
discriminateur de la voie fil considérée. C'est à ce moment qu'il faut générer
le TRACK&HOLD et le maintenir jusqu'à la fin de la lecture. La figure II.12
montre le chronogramme pour la logique des signaux du TRACK&HOLD. Le schéma
II.13 montre le câblage des signaux TRACK&HOLD pour les GASSIPLEX qui n'est
pas explicité dans la figure II.11 (rectangle à droite sur le schéma et noté:
VOIR SCHÉMA CHAÎNAGE DU HOLD). Ce câblage propage le TRACK&HOLD du centre
du détecteur, c'est à dire du faisceau (Fils 14,20) vers les rangées les plus
extérieures (fils 2,32). Il permet donc d'obtenir un TRACK&HOLD pour chaque
rangée même dans l'hypothèse où le déclenchement d'un fil viendrait à manquer.
Pour que ce montage soit efficace: il faut que l'induction de la rangée
suivante, c'est à dire une rangée plus éloignée du faisceau (par exemple la
rangée 5 par rapport à la 6, ou la 25 par rapport à la 24) ait déjà eu lieu car
le TRACK&HOLD déclenchant la mémorisation, tout changement du signal ne
sera plus pris en compte. Dans notre cas, cela implique que ce montage est mis
en temps pour les trajectoires descendantes, relativement à la particule
incidente. La figure II.14 présente le câblage des voies d'entrées du
Flash-ADC. Le tableau II.1 donne la signification des différentes abréviations
utilisées dans les figures relatives à l'électronique.
Comme dit plus haut, le trigger de
cette expérience était donné par un des détecteurs de faisceau. Or; l'intensité
de ce faisceau (environ 5000 p/s) est trop importante pour le système
l'acquisition du GANIL, dans cette configuration expérimentale. Nous avons donc
utilisé une logique de rejet avec un fort taux de rejet appelée: logique de
rejet lent. Le fort taux de rejet provient du fait que l'on rejette tous les
évènements sauf: les bons évènements et 1% des évènements faisceau. Le terme
rejet lent provient du fait qu'il faut attendre un temps qui est de l'ordre de
grandeur du temps mis par les électrons pour parcourir la moitié de la hauteur
de MAYA, soit environ 3 µs, pour pouvoir prendre la décision de ne pas rejeter
l'événement. Le montage électronique du rejet est présenté sur le schéma de la
figure II.15. Comme on peut le voir, 99% des événements faisceau sont rejetés.
En effet, si aucune des voies Frisch_1, fil_20, ou fil_14 n'est touchée, la
sortie 
est active. Les fils 14 et 20 sont situés assez loin du
faisceau pour ne pas recevoir de charges provenant de l'ionisation du gaz par
le faisceau seul, mais reçoivent un signal dès qu'une réaction a lieu. De même,
le signal Frisch_1 est donné par un fil de la grille de Frisch situé au delà du
parcours des particules du faisceau dans la configuration de cette expérience.
Cette sortie étant en coïncidence
(ET) avec la sortie N-(N/D) du signal FTA (avec N/D=1/100), cette coïncidence a
donc lieu (activant ainsi le rejet) pour 99% des événements faisceaux. Dans les
cas où l'une ou plusieurs des voies Frisch_1, fil_20, ou fil_14 sont touchées
la sortie n'est plus active
interdisant toute coïncidence avec le FTA divisé. Dans ce dernier, cas
l'événement n'est pas rejeté par le rejet lent et donc accepté par
l'acquisition.
|
ADC
|
Analogic to Digital Converter: convertisseur
analogique-numérique
|
|
ADC CRAMS
|
convertisseur
analogique-numérique contrôle par un séquenceur
|
|
AR
|
Amplificateur
Rapide
|
|
AL
|
Amplificateur
Lent
|
|
BIDIV
|
Bi
Diviseur: prend une fraction des déclenchements en entrée
|
|
CF - CFD
|
Constant Fraction Discriminator:
discriminateur à fraction constante
|
|
DM01
|
Générateur
de porte de durée variable avec retard ajustable
|
|
GDL - G&D
|
Gate and Delay: générateur de porte avec
délais
|
|
Linear FIFO
|
Permet
de recopier des signaux analogiques
|
|
Logical FIFO
|
Permet
de recopier des signaux logiques
|
|
RDV
|
Retard à Durée Variable: permet de retarder
les signaux
|
|
CLK
|
Clock: signal d'horloge des GASSIPLEX
|
|
TAC
|
Time to Analogique Converter: convertisseur
temps amplitude
|
|
TDC
|
Time to Digital Converter: convertisseur de
numérisation du temps
|
|
FCLR
|
Fast Clear: remise a zéro rapide
|
|
FTA
|
Fast Trigger Analasys: signal d'analyse
rapide du trigger
|
|
TM
|
Temps Mort
|
Tableau II.1: Abréviations et sigles utilisés dans les schémas
électroniques
Figure II.15: Électronique du rejet lent et du flash-ADC
Réglage
des fractions constantes: le retard de la fraction constante doit être ajusté
en fonction du type de détecteur et du temps de montée du signal physique.
C'est pourquoi par exemple dans le cas de la fraction constante du détecteur
Gastro, dont le signal physique est très rapide, le retard est de 2ns, ce qui
est de l'ordre de grandeur du temps de montée du signal physique. Le signal des
PCD est un peu plus lent, 100ns en sortie des amplificateurs rapides, comme le
montre la figure II.16, les fractions constantes qui lui sont associées ont un
retard de 50 ns. Ici le retard est proche de la moitié du temps de montée du
signal physique. Le signal des fils de MAYA peut, lui, avoir un temps de montée
encore bien plus important (voir figure II.17), le retard des fraction
constantes est de 100ns, c'est le retard maximum disponible avec les modules
utilisés (FFC8).
Figure II.16: Signal en sortie d'un amplificateur rapide pour les PCD
Le
retard des RDV pour la petite chambre à dérive correspond au temps de dérive
maximum théorique. Pour un réglage nominal, le champ électrique réduit est de
3291 V.cm-1.atm-1, ce qui donne pour le mélange utilisé (isobutane
à 1% d'alcool iso-propyle ) une vitesse de dérive de 5 cm/µs, soit pour les 7
cm un maximum de 1.4 µs de temps de dérive.
Le retard du
module Gate and Delay utilisé pour retarder le signal du trigger du séquenceur
pour la lecture des GASSIPLEX (CRAMS Sequencer) est de 10 µs à compter du
premier fil touché. La vitesse de dérive est de l'ordre de 2.9 cm/µs, soit pour
une distance de dérive maximum de 20 cm un temps de dérive maximum de 6.9 µs.
Donc avec 10 µs de retard pour la lecture nous sommes sûrs que la lecture des
pads intervient après la dérive des électrons.
Les délais des
RDV utilisés pour les TRACK&HOLDs sont de 1.2 µs cela correspond au temps de mise en forme des GASSIPLEX.
Cela permet de mémoriser les valeurs crêtes des signaux amplifiés. La longueur
de ce signal est 10 µs pour que les TRACK&HOLD soient maintenus jusqu'à ce
que le séquenceur CRAMS génère lui même un TRACK&HOLD (voir précédemment).
La fenêtre de 8 µs générée par de DM01 sur le signal du FTA permet d'inhiber un
éventuel redéclenchement des FCC8 pendant le déroulement d'un évènement.
Sur les diagrammes
électroniques apparaît un module de type Flash-ADC avec 4 voies. Les 4 voies
sont respectivement, la somme des signaux des préamplificateurs des fils 16,17
et 18, le signal du préamplificateur du fil 19, le signal du préamplificateur
du fil 20 et le signal du préamplificateur du fil 21. Ces signaux devraient permettre
par une analyse de forme d'étudier les réactions dans les cas où le plan de
réaction fait un angle supérieur à 45 degrés avec le plan de l'anode. Cette
analyse des signaux reste encore à développer. La figure II.17 montre 4
exemples de ces traces. Le temps entre chaque échantillon (en abscisse) est de
50ns.
Figure II.17: Signaux obtenus pour les 4 voies du Flash-ADC
Dans ce chapitre sont présentées, les
méthodes utilisées pour le traitement des données, c'est à dire la
reconstruction des paramètres cinématiques de la réaction et l'identification
des participants. Les méthodes d'analyse qui permettent d'isoler les données
pour chacune des réactions étudiées sont décrites ensuite. Les résultats du traitement des données, les sections
efficaces expérimentales, ne sont pas présentés ici mais dans le chapitre V où
ils sont discutés et comparés aux calculs présentés dans le chapitre IV.
L'une
des particularités de ce détecteur est la détection de trajectoires en 3
dimensions. Pour obtenir ces trajectoires, il a été nécessaire de développer un
programme d'analyse de données pour de telles reconstructions. Au début de ce
travail nous supposions que des programmes de reconstruction de trajectoires pourraient
être empruntés à d'autres domaines, comme la physique des hautes énergies où le
tracking des particules est couramment utilisé. Mais notre cas présente la
particularité de suivre des particules qui ne quittent pas le détecteur et, où
la mesure du point d'arrêt est même une donnée de première importance. Considérant
cela, et qu'à notre connaissance MAYA est le premier détecteur de ce type, il
nous est finalement apparu plus simple de créer un programme totalement nouveau.
Prenant en compte la limitation de temps, nous nous sommes imposé certaines
contraintes. Comme déjà expliqué plus haut, nous ne traitons que des réactions
binaires qui ont l'avantage de se situer dans un plan de réaction.
Les valeurs utilisées lorsque cela n'est pas précisé sont des valeurs
calibrées. La calibration des pads est faite à l'aide d'un générateur
d'impulsion. On génère, sur les fils, des impulsions dont le rapport
d'amplitude, avec une impulsion choisie comme référence, est connu. Puis on
corrige les valeurs mesurées, pour chacun des pads, par deux coefficients
obtenus à partir d'un fit linéaire. De cette façon, on obtient une réponse
identique pour les pads (Figure I.16). Les temps fils sont calibrés par une
méthode similaire, mais à partir d'un retard connu, et pour un fit sur 2
points. La figure III.1 montre les données à partir desquelles est fait la
reconstruction de trajectoire. Les valeurs de la matrice sont la charge des
pads de l'anode, qui par clarté de lecture sont multipliées par le facteur
Qnorm= 0,1 (en haut de la figure) et arrondies à la valeur entière la plus
proche. Sur la droite, les valeurs sont respectivement l'énergie (non calibrée)
des fils correspondant à la rangée de pads et le temps de ces mêmes fils. Les
20 valeurs en bas à gauche sont les énergies brutes pour les 20 CsI. Cet
affichage a été utilisé pendant l'expérience pour vérifier le bon
fonctionnement du détecteur.
Figure III.1: Visualisation des données brutes du détecteur MAYA.
Pour
le traitement, l'anode est divisée en 3 zones (ces zones sont délimitées pour
l'analyse des protons par les cadres sur la figure III.1), le côté gauche, la
partie centrale et le côté droit. Les limites de ces zones peuvent être
modifiées en fonction de la cinématique des réactions d'intérêt. La figure
III.2 présente une vue schématique du détecteur qui permet de bien comprendre
son fonctionnement. Les temps fils sont utilisés pour reconstituer le plan de
la réaction. En utilisant le spectre du temps fil 17 et sachant que la position
en Z du faisceau par rapport au plan de fils est de 10 cm, on obtient la
vitesse de dérive des électrons. On a un
temps de dérive moyen pour le faisceau de 2968.6 ns. Cela donne une vitesse de
dérive de 33.68 mm/µs. Cette vitesse de dérive permet d'obtenir la coordonnée
en Z correspondante, pour chacun des 33 fils. La coordonnée Y étant connue pour
chacun de ces fils. Le programme recherche en suite, par minimisation de c², la meilleure droite, dans le plan (Y,Z),et passant par les fils qui
vérifient les conditions suivantes: Les fils 16, 17 et 18 sont exclus du calcul
ainsi que les fils dont le temps est supérieur à 8000 ns ou inférieur à 1000
ns. Les temps sont comptés à partir du START provenant du signal Ybas des
Petites Chambres à Dérive. Les coordonnées de la droite sont utilisées pour
reconstituer la coordonnée Zfit du fil 17. Cette position est
comparée à celle obtenu à partir du temps du fil 17 et de la vitesse de dérive.
Si cette distance excède 15 mm, l'événement, considéré comme une coïncidence
fortuite, est alors rejeté. En plus du coefficient directeur et du décalage à
l'origine, l'angle du plan de réaction avec le plan de l'anode (X,Y), appelé
angle j, est obtenu dans cette partie du
programme. La déviation standard est sur la mesure des temps fils d'environ 7
ns. Cette valeur est obtenue à partir de l'étude des temps fils et du résultats
sur le fit donnant les caractéristique du plan de réaction. Cette valeur de la
déviation standard donne pour une trajectoire ayant une projection sur l'axe Y de
50 mm:
FWHM (3.1)
Figure III.2: Vue schématique de MAYA et reconstruction du plan de
réaction.
Avant
de commencer la reconstruction de trajectoire nous avons appliqué des
corrections aux charges collectées sur les pads. Durant l'expérience nous avons
constaté une diminution de la charge collectée, corrélée avec une diminution
des valeurs mesurées pour les énergies fils. Ce comportant montre que malgré la
circulation continue du gaz, la composition de celui-ci change au cours du
temps. Ce vieillissement se traduit par une augmentation des impuretés dans le
gaz, qui a pour effet d'augmenter les recombinaisons electrons-ions. Cette variation
représente environ 10% de la charge collectée, entre le premier et le dernier
événement d'un groupe de runs, et
est présente dans chacun des deux groupes de runs utilisés pour
l'analyse. Pour corriger cette variation, qui dépend du temps, c'est le numéro
de l'évènement et non le temps qui est utilisé. Cette correction suppose donc
une intensité relativement constante pour le faisceau. La correction est faite
selon la formule (3.2). Le résultat de cette correction est mis en évidence sur
la figure III.3. Même si elle n'est pas spectaculaire cette correction a
nettement amélioré la qualité de l'identification.
(3.2)
Figure III.3: Effet de la correction de la charge pour le
vieillissement du gaz.
Un
autre phénomène a été mis en évidence. La recombinaison durant le parcours est
suffisamment importante pour être observable, comme le montre la figure III.4.
Dans cette figure est montré le rapport entre des charges collectées pour des
particules détectées dans des CsI situés dans des positions symétriques par
rapport au faisceau, mais à différentes hauteurs par rapport à l'anode. Nous
avons donc appliqué une deuxième correction pour la charge.
(3.3)
Cette correction est donnée par la formule
(3.3). Cette formule est une approximation linéaire obtenue à partir de la
courbe de la figure III.4. Dans cette formule la variable Zfil (i)
est en millimètres et représente la distance de dérive associée au fil i. Cette
correction varie entre 0.88 et 1.12, elle s'applique à la fois au signal du fil(i)
et à la charge collectée par les pads de la rangée (i).
Figure III.4: Atténuation de la charge collectée en fonction de la distance de dérive
Dans
cette seconde partie c'est l'information provenant du plan de pads qui va être
utilisée. Dans un premier temps nous allons rechercher les pads qui se trouvent
directement sous la trajectoire des particules, c'est à dire les pads ayant
reçu le plus grand signal. Cette recherche de maximum est faite en utilisant la
même méthode, mais de façon indépendante pour chacune des trois zones de
l'anode définies plus haut. La recherche se fait en se déplaçant selon les axes
de symétrie des hexagones, les hexagones étant alignés selon ces axes. Pour le
côté gauche et le centre, la recherche se fait selon l'axe à 60 degrés dans le
repère (X,Y), et du bord vers le centre de l'anode. Cette recherche commence
par l'axe le plus éloigné de l'entrée du
détecteur. Cet axe a été choisi pour éviter au maximum une recherche sur un axe
colinéaire, ou presque, à une des trajectoires. Pour ces mêmes raisons un axe à
–60 degrés est utilisé pour la partie droite du détecteur. La recherche se faisant
également des pads du bord du détecteur vers les pads du centre, et en
commençant par l'axe le plus éloigné de l'entrée. Un pad est considéré comme un
maximum local si quatre et plus des six pads qui l'entourent ont une valeur inférieure
à la sienne, et non nulle. Cette méthode permet de repérer plusieurs maxima sur
les rangées et de signer la présence de 2 trajectoires (ou plus) sur une même
zone du détecteur. Dans l'hypothèse où au moins trois des rangées présentent au
moins deux maxima, on considère qu'il existe deux trajectoires, l'événement est
alors rejeté. De même il faut au moins trois maxima uniques sur une zone pour
que l'analyse de l'événement se poursuive. Nous profitons de cette procédure
qui va lire tous les pads pour faire une somme de la charge collectée par les
pads sur chacune des trois zones.
Pour
déterminer le point de passage exact des particules sur les pads nous utilisons
la méthode dite de sécante hyperbolique. La position du point de passage de la
particule par rapport au centre du pad portant la charge maximale est donnée
par [SAV03]:
(3.4)
avec:
(3.5)
et:
(3.6)
w étant un facteur de normalisation
correspondant à la distance entre les pads dans l'axe considéré (ici 8.86 mm).
Lorsqu'une
des zones présente la signature d'une trajectoire unique, sur le même principe
que pour la reconstruction du plan de réaction, c'est un ajustement de la meilleure
droite qui va nous donner les caractéristiques de la trajectoire dans cette
zone. Ces caractéristiques sont les suivantes: le coefficient directeur et le
décalage à l'origine de la trajectoire dans les cordonnées du plan (X,Y), ainsi
que l'angle avec l'axe X. Il ne faut pas oublier ici que c'est la projection
sur l'anode de la réaction que est analysé. La figure III.5 montre un exemple
de reconstruction. Cette reconstruction est faite en introduisant, dans un
programme de simulation de MAYA, les données pour une réaction de diffusion
élastique 8He(p,p)8He à une énergie et avec un angle de
diffusion connus, et pour un événement dont le plan de réaction est parallèle à
l'anode. La distribution de charge sur les pads obtenue par ce programme est aussi
utilisée comme donnée pour le programme d'analyse ce qui permet un contrôle rapide des résultats de ce
programme d'analyse.
L'un des problèmes liés aux reconstructions des points de passage
exacts vient des algorithmes utilisés. Ces algorithmes permettent de faire le
lien entre les distributions de charges et le point de passage. Or si
l'algorithme n'est pas adapté à la géométrie du détecteur, ou trop
approximatif, des erreurs dans les reconstructions apparaissent. Ces erreurs se
manifestent par des déviations entre la position réelle et la position
calculée. Des exemples de ces problèmes sont présentés dans la référence
[END81]. Pour vérifier que la méthode SECHS est efficace, nous avons construit les
matrices présentées dans les figures III.6 et III.7 qui montrent le résultat de
la reconstruction, pour le côté gauche et le côté droit. Pour cette matrice
nous nous sommes limités aux trajectoires longues, pour avoir un maximum de
points pour la reconstruction de la trajectoire. Cette condition est obtenue en
choisissant les évènements pour lesquels un signal CsI est supérieur à un seuil, et
pour lequel le Xvertex est compris entre 50 mm et 100 mm. La coordonnée X des
matrices est obtenue en recherchant le maximum sur la rangée à +60°, à gauche (respectivement
sur la rangée à –60°, à droite) (voir figure II.1) et passant par le 12éme
pad de la rangée 17 (rangée parallèle au faisceau), et en recherchant ensuite
la projection sur l'axe du faisceau (axe des X) de la position exacte (obtenue à
partir de la charge sur les pads et en utilisant la méthode SECHS). La
coordonnée Y des matrices est la projection sur l'axe du faisceau (axe des X)
du point d'intersection de la meilleure droite passant par les points
reconstruits et d'une droite passant par l'une des rangées définies plus haut.
Cette représentation montre clairement qu'il n'y a, ni trou, ni de point
d'accumulation à gauche comme à droite, et qu'il n'y a pas non plus de
discontinuité lors du changement d'un pad à un autre. Un autre résultat
important, du point de vue expérimental est visible dans cette figure, on voit
que les non-linéarités sont très faibles. Dans le premier chapitre nous avons
vu que cette méthode donne une résolution théorique de l'ordre de 0.3 mm. Les
figures III.8 et III.9 montrent des projections de ces matrices sur l'axe des positions
individuelles, pour une tranche mince. Ces projections nous permettent
d'évaluer la résolution expérimentale. On constate que la résolution mesurée
est en accord avec la résolution théorique.
Figure III.5: Exemple de reconstruction pour une trajectoire simulée
Figure III.6: Matrice de la corrélation entre la position de passage
sur une rangée obtenu à partir de 3 pads,
et la position obtenue à partir de la
droite de la trajectoire moyenne pour des trajectoires longues pour une
trajectoire dans la partie gauche du
détecteur
Figure III.7: Matrice de la corrélation entre la position de passage
sur une rangée obtenu à partir de 3
pads, et la position obtenue à partir de
la droite de la trajectoire moyenne pour des trajectoires longues pour une
trajectoire dans la partie droite du
détecteur
Les coordonnées obtenues pour l'une ou
l'autre des zones latérales permettent d'obtenir le point d'intersection de la
trajectoire avec le faisceau incident. Le faisceau incident est assimilé à la
droite passant par le centre de la rangée 17 (rangée situé sous le faisceau).
Ce point d'intersection est donc le lieu de la réaction, de ce lieu nous
pouvons déterminer l'énergie de réaction. La résolution sur le point
d'interaction peut être évaluée par la formule 3.7:
(3.7)
avec DYFAISCEAU
la dispersion sur la position Y du faisceau, qDIFF l'angle de la particule diffusée, DqDIFF l'incertitude sur l'angle de diffusion
et R le parcours de la particule diffusée. La résolution angulaire de la
particule diffusée est obtenue par la formule 3.8 qui est identique à la formule 3.1, avec
une valeur moyenne de qDIFF de 45 degrés, un parcours moyen de 100 mm et une résolution sur la
position de 0.3 mm FWHM.
degrés FWHM (3.8)
Nous avons choisi de ne pas reconstruire le
point passage du faisceau. En effet, comme cela est expliqué dans le premier
chapitre, la structure des fils introduit une digitalisation sur la
reconstruction des points de passage particulièrement importante pour des
trajectoires parallèles aux fils ce qui est le cas ici. L'utilisation des
petites chambres à dérive n'est pas facile non plus car la position de celles-ci
relativement à MAYA n'était pas très bien déterminée. Enfin l'utilisation de la
coordonnée Y (axe perpendiculaire au faisceau) du point de passage nous aurait
obligé à utiliser différentes méthodes de calcul en fonction du point de
réaction, ce qui n'était pas souhaitable pour une première expérience. Comme
nous ne reconstituons pas le point de passage du faisceau nous avons DYfaisceau=3.0 mm FWHM. Cette valeur est obtenue à partir de
l'image du faisceau sur les Petites Chambres
à Dérive. On obtient, d'après 3.7, une résolution en Xvertex de l'ordre de: DXvertex=3.1 mm FWHM. Soit environ 25 KeV/n avec un Xvertex de 50 mm, et
35 KeV/n avec Xvertex= 100 mm. Cette résolution pourra être améliorée lorsqu'une
détermination précise du point de passage du faisceau sera faite.
Pour
la détermination des points d'arrêt, nous utilisons le centre de gravité de la
dérivée de la charge collectée sur les
rangées. Toutes les rangées et tous les pads ne sont pas pris en compte. Les
rangées prises en compte sont: la rangée sur laquelle la charge collectée est
maximale, pour la zone considérée, ainsi que les 3 rangées situées après
celle-ci. Pour ces trois rangées, les pads pris en compte dans le calcul sont
les pads dont les centres sont situés dans un demi-cercle de rayon de 27.58 mm
(espacement entre 3 centres de pads), autour du pad de plus grande charge pour
la rangée de plus grande somme, comme montré sur la figure III.10. La formule
3.9 est utilisée pour déterminer la projection du point d'arrêt sur un axe
perpendiculaire à l'axe de recherche des maxima locaux:
(3.9)
Le
parcours corrigé est obtenu en prenant en considération l'angle entre l'axe
utilisé pour le calcul de la formule 3.9 et la trajectoire de cette particule.
La figure III.11 montre une reconstruction pour le faisceau direct d'8He
à 3.9 MeV/n, et la figure III.12 montre la reconstruction des points d'arrêt
pour une source alpha à trois pics. On remarque ici que pour le faisceau direct
et la source alpha, l'algorithme de reconstruction du point d'arrêt est bon. Il
donne une résolution bien supérieure aux tables du programme SRIM, cet écart
diminue néanmoins de façon significative pour les calculs Monte-Carlo du
programme TRIM qui donne des valeurs de straggling bien plus faibles. On voit
aussi que pour la reconstruction avec la source alpha, pour laquelle les
particules peuvent avoir un angle plus grand avec les rangées, des problèmes
peuvent apparaître. On voit aisément sur la figure III.12 [CAA03] que le
dernier des pics est très déformé et que le parcours moyen qui lui correspond
est surestimé. Les résolutions obtenues sur le calcul des ranges peuvent être
interprétées comme des résolutions sur la mesure d'une énergie. On obtient
alors les résultats suivants: 8He à 31.2 MeV pour une pression dans
MAYA d'une atmosphère DE=110 Kev, Pour le 13C à 149 MeV à la même pression DE=2.2 MeV, et pour des alpha de 5.4 MeV avec un pression dans MAYA de 50
mBar DE=45 KeV.
|
|
Figure III.10: Exemple des pads utilisés pour la détermination du point
d'arrêt
Figure III.11: Résultats de la reconstruction du point d'arrêt pour un
faisceau direct (8He à 3.9 MeV!n)
Figure III.12: Spectre du parcours obtenu pour des alpha provenant
d'une source 3 pics
Les
données obtenues jusqu'ici par les pads sont des données en 2 dimensions, il
faut maintenant reconstituer les données en trois dimensions pour le parcours
et l'angle de diffusion (ou de recul). Le parcours 2D est donné par la formule
3.10. Le parcours réel (ou 3D) est donné par la formule 3.11, et l'angle réel
(ou 3D) est donné par la formule 3.12. Les conventions sont données dans la
figure III.13.
(3.10)
(3.11)
(3.12)
Figure III.13: Conventions géométriques pour la reconstruction des
trajectoires en 3 dimenstions
Nous disposons maintenant des méthodes nécessaires pour l'analyse de
données, à savoir la détermination de l'angle de diffusion et le parcours pour,
la particule de recul et la particule diffusée, et les charges partielles sur
les différentes zones du détecteur. Nous avons également la position de la
réaction, c'est à partir de cette position que nous déterminons l'énergie de la
particule incidente, donc l'énergie de la réaction. Nous utilisons le mur de 20
CsI pour avoir une mesure de l'énergie des particules sortantes. Il est
important de préciser que, pour qu'un événement soit considéré comme bon, il
faut que nous soyons en mesure d'avoir un parcours et un angle pour la
particule diffusée et la particule de recul. Dans le cas ou l'une des
particules a atteint un CsI son parcours sera remplacé par l'énergie du CsI
touché. Ces conditions s'ajoutent à celles exposées durant les différentes
phases de la reconstruction de trajectoire.
Les
matrices présentées ici sont appelées brutes bien qu'issues du traitement des données collectées. Mais pour MAYA les
données brutes au sens couramment utilisé ne sont pas interprétables
directement. Il est en pratique très difficile d'avoir une image claire des
événements d'après par exemple un tableau des temps fils et une matrice avec
les index et la charge des pads. Or, une fois traitées et mise sous forme de
paramètres comparables à ceux fournis par un programme de cinématique, il
devient bien plus simple de faire une analyse. Nous allons maintenant voir
comment faire une telle analyse. La première matrice, figure III.14, présente
le parcours obtenu à partir de la trajectoire d'un des côtés (parcours)
en fonction de la charge collectée sur le même côté du détecteur (Charge
latérale). C'est ce type de matrice qui servira à l'identification des
particules dans la suite de l'analyse. L'identification dans cette
représentation est basée sur deux relations:
(3.13)
(3.14)
Où M, Z, E sont respectivement la masse, la
charge et l'énergie de la particule. Q et R sont respectivement la charge
collectée et le parcours de la particule.
Ce qui nous conduit pour R à la relation suivante:
(3.15)
La masse, M étant dénominateur, pour une charge donnée les particules
les plus lourdes viennent, dans cette représentation, au-dessous des particules
les plus légères. Ou à parcours constant les particules les plus lourdes, ont
une perte d'énergie plus importante donc une charge collectée plus grande. Bien
qu'à ce stade toutes les énergies de réactions et toutes les particules
observables soient présentes dans cette matrice, certaines lignes
caractéristiques commencent déjà à apparaître. La seconde matrice, figure
III.15, montre l'angle de diffusion des particules, pour un des côtés, en
fonction de leur parcours, sur ce même côté. C'est à partir de ce type de
matrices qu'ont été faites les fonctions d'excitation ou les distributions
angulaires, selon les réactions étudiées. On constate d'ailleurs sur cette
matrice la présence de structures numériques.
Figure III.14: Matrice du parcours mesuré en fonction de la charge
collectée, sans condition sur les réactions. Pour les particules détectées dans
MAYA, dans une atmosphère de C4H10 et pour un faisceau
incident de 8He à 3.9 MeV/n
Figure III.15: Matrice de l'angle de diffusion en fonction du parcours
pour toutes les particules et tous les lieux de réaction
La discrimination en énergie se fait par une sélection sur le lieu de
la réaction qui est appelé Xvertex. Les matrices présentent la sommation de la
position de réaction sur 2.2 mm. Deux des trois séries de matrices, figures de
III.16 à III.19 et de III.20 à III.23, présentent les mêmes données que les
matrices précédentes, mais pour quatre tranches de Xvertex. La troisième
série de III.24 à III.27 présente le parcours en fonction du parcours central.
Le parcours central est la longueur de la trajectoire dans la zone centrale, comme
défini sur la figure III.1, les valeurs de Xvertex données dans les matrices sont
les bornes inférieures pour la plage de Xvertex considérée. Les valeurs
de Xvertex ont été choisies pour donner une idée du comportement des
différentes matrices utilisées pour l'analyse. Elles présentent le comportement
vers le début, au milieu, et vers la fin de la plage de parcours du faisceau d'8He.
Les énergies correspondantes à ces lieux de réaction sont: E (Xvertex=309 mm)=3.417
MeV/n, E(Xvertex=818 mm)=2.48/n MeV, E(Xvertex=1062 mm)=1.9375 MeV/n,
E(Xvertex=1416 mm)=0.75 MeV/n. Ces mêmes plages de Xvertex seront utilisées
comme exemples durant toute la suite de ce chapitre. On voit maintenant clairement de nouvelles structures apparaître
notamment le parcours maximum sur les matrices d'identification. Les points
cinématiques des figures III.28 et III.29, calculés par un programme de
cinématique et de calcul de parcours, ont été utilisés pour identifier les
différentes lignes cinématiques qui sont apparues avec ces nouveaux
conditionnements.
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Figure III.16: Parcours en fonction de la charge latérale,
Xvertex=309, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.17: Parcours en fonction de la charge latérale,
Xvertex=818, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.18: Parcours en fonction de la charge latérale,
Xvertex=1062, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.19: Parcours en fonction de la charge latérale,
Xvertex=1416, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.20: Angle de diffusion en fonction du Parcours,
Xvertex=309, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.21: Angle de diffusion en fonction du Parcours,
Xvertex=818, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.22: Angle de diffusion en fonction du parcours,Xvertex=1062,
pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.23: Angle de diffusion en fonction du parcours,
Xvertex=1416, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.24: Parcours en fonction du parcours central, Xvertex=309,
pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.25: Parcours en fonction du parcours central, Xvertex=818,
pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.26: Parcours en fonction du parcours central, Xvertex=1062,
pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.27: Parcours en fonction du parcours central, Xvertex=1416,
pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.28: Relation calculée du parcours de la particule diffusée
et de la particule de recul pour une position de réaction : Xvertex = 50 mm
avec un faisceau incident de 8He à 3.9. MeV/n dans 1 atm de C4H10
Figure III.29: Relation calculée
du parcours de la particule diffusée et de son angle. Pour une position de
réaction : Xvertex = 50 mm avec un faisceau incident de 8He à 3.9.
MeV/n dans 1 atm de C4H10
Comme
le montre assez clairement la matrice (parcours,charge), il y a, hors
particules plus lourdes, trois types de particules: protons, deutons et tritons
correspondant, respectivement, aux réactions: 8He(p,p)8He,
8He(p,d)7He, 8He(p,t)6He. C'est la
réaction 8He(p,p)8He qui nous intéresse en particulier,
et plus précisément les résonances aux environs de 2 MeV et 3 MeV. Le moyen
utilisé est l'étude des fonctions d'excitations à différents angles, [ds/dW(E)]q. Pour les deux autres réactions le but était la mesure de
distributions angulaires pour quelques énergies.
III.B.3.a) Identification et sélection des protons pour
l'étude de la réaction 8He(p,p)8He.
La
première série montre des exemples de contours utilisés, sur les matrices
(Parcours,Charge latérale), aussi appelées matrices d'identification, pour la
sélection des protons: figures III.30 à III.33. Comme expliqué plus haut, la
ligne la plus a gauche est attribuée aux protons. La limite en parcours,
donnant la partie supérieure horizontale des courbes (et des contours),
représente le parcours avant de sortir du détecteur vers l'avant. Plus la
réaction a lieu loin de l'entrée (Xvertex plus grand) plus la distance avant de
sortir vers l'avant est petite. Cela explique la diminution de ce maximum sur
les 4 matrices présentées. Ces contours conditionnent l'incrémentation des
matrices (Parcours, Parcours_central). Les matrices (Parcours,Angle de diffusion)
sont doublement conditionnées. Elles sont conditionnées par les contours sur
les matrices d'identification et par les contours présentés dans la série de
matrices (Parcours,Parcours_central), voir figures III.34 à III.37. Ce double
conditionnement permet de sélectionner d'une façon efficace les protons
n'atteignant pas les CsI, et pour lesquels le parcours n'est pas trop court.
Les contours sur les matrices (Parcours,Angle de diffusion), figures III.38 à
III.41, montrent la dernière sélection faite sur ces matrices. Les contenus de
ces contours sont projetés sur l'axe des angles et divisés en tranches
angulaires. Le comptage de ces tranches nous donne donc un nombre de protons
par tranche d'énergie et par tranche angulaire. Le calcul des sections
efficaces absolues sera présenté plus loin dans ce chapitre. On peut remarquer
que sur les matrices d'identification, l'efficacité de la séparation entre
particules décroît lorsque le parcours diminue, comme c'est le cas pour
beaucoup de détecteurs. Ainsi pour les parcours inférieurs à 100 mm (proton de
6.5 MeV à 1 Atm isobutane) la séparation par ces matrices est insuffisante.
Néanmoins, on voit sur les matrices (Parcours,Parcours_central) que le
conditionnement permet de faire apparaître clairement la ligne des protons pour
toutes les longueurs de parcours. Avec le double conditionnement:
identification et matrice (Parcours,Parcours_central), on obtient une
séparation très nette des protons.
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Figure III.30: Matrice (parcours, charge latérale) avec contour de
sélection des proton pour Xvertex=309, pour un faisceau d' 8He à
3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.31: Matrice (parcours, charge latérale) avec contour de
sélection des proton pour Xvertex=818, pour un faisceau d' 8He à
3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.32: Matrice (parcours, charge latérale) avec contour de
sélection des proton pour Xvertex=1062, pour un faisceau d' 8He à
3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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Figure III.33: Matrice (parcours, charge latérale) avec contour de
sélection des proton pour Xvertex=1416, pour un faisceau d' 8He à
3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10
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III.B.3.b) Vérification simple de l'identification et de la
sélection.
Les matrices III.42 et III.43 montrent également l'efficacité cette
séparation. Le conditionnement correspond à une sélection sur les matrices
(Parcours,angle de diffusion) qui rejette la ligne cinématique la plus basse
qui correspond aux deutons (voir figure III.29). Donc ce conditionnement sur les
matrices d'identification pour deux tranches de Xvertex par ces contours doit
conduire à une disparition, dans ces matrices, de la ligne des deutons ce qui
est clairement le cas. Cela permet de voir que les contours pour
l'identification sont corrects d'une part et d'autre part qu'il est facile de
séparer les trois types de particules avec seulement deux conditionnements par
des contours.
III.B.3.c) Identification et sélection des tritons pour
l'étude de la réaction 8He(p,t)6He
Pour
l'extraction des données qui correspondent à la réaction (p,t), la méthode
suivie est identique dans le principe à l'analyse des protons. Les matrices
d'identification avec les contours pour la sélection des tritons sont présentées
dans les figures III.44 à III.47. La différence apparaît au niveau de la
sélection sur les matrices (parcours, parcours_central), car il est possible de
distinguer, en plus de l'état fondamental, un état excité de l'6He.
Donc à partir de cette étape, l'analyse se sépare en deux parties, avec deux
séries de contours sur les matrices (parcours, parcours_central) et (parcours, angle
de diffusion) pour chacun des deux états. Bien qu'encore une fois les matrices
d'identification ne permettent pas à elles seules de discriminer les tritons,
pour les basses énergies, les lignes cinématiques sur les matrices
(Parcours,Parcours_central) pour les deux états sont claires. Les séries de
matrices qui sont présentées dans la suite de ce paragraphe sont les mêmes que
celles utilisées pour l'analyse de la diffusion élastique, mais avec les
contour correspondants à l'analyse des tritons. La dernière étape est aussi
différente, pour augmenter la précisions de la détermination de l'angle, les
contours sur les matrices (parcours,angle de diffusion) ne sont pas projetés
sur l'axe des angles, mais sur l'axe des parcours qui présente une meilleure
dynamique. Cette projection est ensuite séparée en tranches en parcours, qui, à
l'aide de coefficients de conversion cinématiques sont converties en tranches
angulaires. Ces coefficients sont obtenus à partir d'un programme de
cinématique. Nous avons regroupé sur cette figure les données en cinq plages
d'énergie, centrées sur les valeurs 1.5, 2, 2.5, 3, 3.5 MeV. Il est important
de noter que pour cette partie de l'analyse la zone centrale n'est plus celle
de la figure III.1, mais s'étend de la rangée 17 à la rangée 2, ou de la rangée
17 à la rangée 31 selon les cas. En effet la cinématique permet d'obtenir de
plus grands angles pour l'6He qui peut sortir des seules rangées
centrales telles qu'elles sont définies pour l'étude de la diffusion élastique.
Pour cette analyse, les runs ont donc été analysés deux fois: une fois
en recherchant uniquement des trajectoires à droite pour les tritons, et en
étendant la zone centrale sur toute la partie gauche, et une autre fois en
faisant l'inverse. Les statistiques de ces deux méthodes sont sommées sur les
matrices. Le résultat des conditionnements par les contours sur les tritons pour
les matrices (parcours,parcours_central) est présenté dans les figure III.48 à
III.51.
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Figure III.44: Matrice d'identification, pour Xvertex=309 et contour
de sélection des tritons, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10
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Figure III.45: Matrice d'identification, pour Xvertex=818 et contour
de sélection des tritons, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10
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Figure III.46: Matrice d'identification, pour Xvertex=1062 et contour
de sélection des tritons, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10
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Figure III.47: Matrice d'identification, pour Xvertex=1416 et contour
de sélection des tritons, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10
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Les matrices (parcours,angle de diffusion)
suivantes: figures III.52 à III.55, sont les matrices utilisées pour l'analyse
du niveau fondamental. Ces matrices sont donc conditionnées par les contours
correspondant aux tritons sur les matrices d'identification et par les contours
spécifiques correspondants au niveau fondamental sur les matrices (parcours,parcours_central),
figures III.48 à III.51.
Les matrices suivantes: figures III.56 à
III.59 (parcours,angle de diffusion) sont les matrices utilisées pour l'analyse
du niveau excité. Ces matrices sont donc conditionnées par les contours triton
sur les matrices d'identification et par les contours correspondant à l'état excité
sur les matrices (parcours,parcours_central). On remarque facilement que la
ligne cinématique de l'état excité sur ces matrices est d'une part bien plus
large que celle de l'état fondamental et que d'autre part pour les petits
parcours, apparaît une ligne étroite en surintensité. L'élargissement provient
de la désintégration de l'état excité de l'6He en 4He+2n
avec une énergie cinétique disponible non négligeable qui ajoute un effet de
recul sur le noyau, délavant ainsi le parcours central.
III.B.2.d) Identification et sélection des deutons pour
l'étude de la réaction 8He(p,d)7He.
Pour
cette analyse la zone centrale est la même que celle définie pour l'analyse des
tritons. Ici seulement deux étapes de conditionnement ont été nécessaires: un conditionnement sur deutons dans les matrices
d'identification, (parcours, charge): voir figures III.60 à III.63. Ce
conditionnement donne les matrices (parcours,angle de diffusion. Des contours
sur l'état fondamental et sur l’éventuel état excité, qui ont ensuite été
projetés sur l'axe des parcours, voir les figures III.64 à III.67, sont
appliqués sur ces matrices.
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Figure III.60: Matrice (parcours,charge) avec le contour sur les
deutons, Xvertex=309, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1
atm de C4H10
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Figure III.61: Matrice (parcours,charge) avec le contour sur les
deutons, Xvertex=818, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1
atm de C4H10
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Figure III.62: Matrice (parcours,charge) avec le contour sur les
deutons, Xvertex=1062, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1
atm de C4H10
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Figure III.63: Matrice (parcours,charge) avec le contour sur les
deutons, Xvertex=1416, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1
atm de C4H10
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IV) Calculs des
sections efficaces
Ce chapitre
présente une introduction des calculs des sections efficaces utilisant la
théorie de la matrice R et plus particulièrement la matrice U pour le calcul
des sections efficaces. Il est essentiellement basé sur un article de A.M Lane
et R. G. Thomas [LAN58]. Le but de ce chapitre est de présenter les calculs
tels que nous les avons faits pour l'analyse des données. Pour cette raison,
seules les quelques relations qui nous ont été nécessaires sont présentées ici.
Soit A1 et A2 deux ensembles de
nucléons d'un système de A nucléons. Si l'on considère les deux ensembles comme
étant liés, on peut définir le spin I1 et I2 et sa
composante dans une direction particulière i1 et i2 pour
chacun des ensembles A1 et A2. On peut qualifier cette
paire par les quantités {a(I1I2)i1i2},
où a représente la paire a1a2, ou autrement dit une voie. Ces
quantités sont souvent notées {a(I1I2),sn}, s représentant ce que nous appellerons la voie de spin et n sa composante selon un axe déterminé. Avec
. Nous définissons le rayon d'interaction par: ra= r0 (A11/3+A21/3),
avec r0 =1,4 fm.
Introduisons quelques définitions supplémentaires utiles
pour la suite. Les expressions vectorielles seront écrites comme telles ou bien
représentées par des caractères gras.
L'énergie du mouvement relative dans une voie a: Ea ,
(4.1)
La masse réduite: 
, (4.2)
Le nombre d'onde: 
, (4.3)
La vélocité relative: 
, (4.4)
Le paramètre du champ Coulombien: 
, (4.5)
Le déphasage Coulombien:
, (4.6)
. (4.7)
(4.8)
avec
Ma1, Za1, Ma2, Za2 les masses et les charges des deux
particules de la paire a.
La
section efficace étant par définition donnée par:
(4.9)
avec pour les
amplitudes:
(4.10)
avec:
(4.11)
Pour
un faisceau incident non-polarisé la section efficace définie en (4.9) peut
être sommée sur n' et moyennée selon la valeur n, pour obtenir la section efficace de la réaction
asÞa's',
(4.12)
de même une sommation
sur s' et une moyenne sur s permet d'obtenir la section efficace différentielle
pour la réaction aÞa':
(4.13)
où I1 et I2
sont les spin des particules de la pair a.
Nous allons
maintenant exprimer U sur la base {aslJM} et
plus sur la base des {aslnm}
(4.14)
(4.15)
Dans la région externe chaque solution peut être exprimée comme la
somme d'une onde entrante et d'une onde sortante:
(4.16)
On peut exprimer les
xc', qui sont les amplitudes des ondes sortantes en fonction de des
yc
de la manière
suivante:
(4.17)
En notation
matricielle, on obtient la relation suivante qui donne une définition de la
matrice U:
(4.18)
IV.A.5) Expression de
la matrice de collision (matrice U)
Il
est pratique de séparer la matrice U en deux parties, l'une pour la diffusion
non résonante, l'autre pour la diffusion résonante. Dans le cas de niveaux
isolés, c'est à dire suffisamment espacés les uns des autres, une façon
d'exprimer U est la suivante:
(4.21)
avec:
El:
énergie des états résonants,
Gl: largeur totale de la résonance,
Glc: largeur
partielle de la résonance pour la voie c.
Foc: déphasage nucléaire pour la voie c
si l'on utilise cette expression pour calculer la section efficace
totale donnée par 4.20, dans le cas a'¹a,
alors on retrouve la formule de Breit-Wigner pour un niveau:
(4.22)
Pour des énergies au-dessus de la barrière, un grand nombre
de voies s'ouvrent, et il est difficile, voir impossible de les décrire
explicitement. On tient compte de ces voies de réactions en utilisant un
potentiel d'interaction complexe. La partie imaginaire sert à décrire le flux
absorbé par les voies dont on ne tient pas compte explicitement. Cette approche
est appelée "modèle optique". Ce type d'approche est largement décrite
dans la référence suivante: [SAT83]. Dans cette approche, les phases 
deviennent complexes.
Cette approche est nécessaire pour obtenir une description correcte des sections
efficaces expérimentales. C'est pour cette raison que nous avons introduit les
déphases complexes provenant du code de calcul FRESCO [THO88]. Ces phases sont
introduites dans l'expression 4.21, en utilisant la relation suivante:
(4.23)
avec:
(4.24)
et:
(4.25)
Dans cette expression la partie
résonante de la matrice U n'est pas multipliée par la partie imaginaire des
phases provenant du potentiel optique, car l'absorption par les autres voies
est prise en compte dans les largeurs partielles et totales des résonances. La
figure V.1 montre le résultat de calculs de sections efficaces à partir de la
relation 4.9, en utilisant la définition 4.23, et avec une partie résonante égale
à zéro.
Figure IV.1: Section efficace élastique obtenu avec, le potentiel
optique CH89 sans terme résonant, pour la réaction 8He(p,p)8He
Dans un premier temps il a été vérifié que ces calculs reproduisaient
bien les résultats des calculs FRESCO pour la diffusion élastique. Par ailleurs
nous avons également vérifié que ce code permettait de bien reproduire les
résultats expérimentaux et théoriques disponibles dans la littérature pour ces
résonances. Pour cela nous avons comparé nos calculs à des résultats déjà
publiés pour le système 12C+p [REI56], dont un exemple est donné
dans la figure IV.2. Ceci a également permis de tester le code pour plusieurs
moments angulaires.
Figure IV.2: Fonction d'excitation calculée par notre programme et
mesurée [REI56] pour le système 12C+p à 90 degrés
L'existence d'états résonants, c'est
à dire d'états non-liés, apparaît déjà clairement pour un modelé simple comme
celui d'un potentiel carré sphérique profond. La résolution de l'équation de
Schrödinger pour une telle configuration [MES95], donne non seulement des
solutions d'énergie négative, donc correspondant à des états liés, mais aussi
des solutions d'énergie positive. Ces solutions, ou états résonants, sont
caractérisés par le fait qu'aux abords de certaines énergies, appelées énergies
de résonance, la section efficace subit une variation rapide. Ces résonances
sont caractérisées entre autres par leur largeur qui est directement liée au
temps de vie de cet état par la relation Heisenberg, on a:
(4.26)
Partant de cette relation
on peut facilement retrouver la formulation de Breit-Wigner pour les
résonances:
Soit
la fonction décrivant la décroissance d'un état, avec
:
(4.27)
avec
wr= Er l'énergie de la résonance
et t le temps de vie.
Par
une transformation de Fourrier, on a pour l'amplitude en fonction de E:
(4.28)
avec:
K=constante, Er valeur centrale de l'énergie de l'état considéré. En
utilisant le produit:
, on obtient:
(4.29)
Dans le cas d'une diffusion élastique d'une particule,
comme un proton, sur un noyau, aux énergies de résonance on observe de rapides
variations de la section efficace, comme on peut le voir sur la figure IV.2 par
exemple. Cette variation correspond à la formation d'un noyau composé, dans
notre cas pour le système 8He+p, le 9Li, dans un état
particulier caractérisé par ses nombres quantiques, tel que L, S. La valeur de
ces nombres quantiques pour chacun des états résonants peut être déterminée par
l'allure de la variation de la section efficace autour des énergies de
résonance, à différents angles. Cette étude est faite à partir de courbes
présentant la section efficace de la diffusion élastique en fonction de
l'énergie du projectile pour différents angles. Ces courbes sont appelées
fonctions d'excitations. Dans le cas, d'un système composé simple:
(particule+noyau) on a des résonances dites de particules indépendantes, c'est
à dire des résonances d'une particule dans un puits de potentiel. Or dans un
cas réel, ces états de particules indépendantes sont distribués sur plusieurs
états du système. Pour une voie de sortie donnée seuls les états directement
liés à cette voie de sortie peuvent contribuer à la probabilité de
désexcitation. La composante reliant la voie de sortie à ces états est appelée
facteur spectroscopique. Nous avons alors une définition qui est analogue à
celle utilisée pour les réactions de transfert décrites dans une approche DWBA [GLE83]:
(4.30)
(4.31)
Ici
est la section
efficace calculée par une approche DWBA (Distorted Waves Born Approximation)
pour une configuration simple, comme par exemple une réaction (d,p). Nous
pouvons donc par la mesure de G déterminer
les facteurs spectroscopiques entre un état du noyau composé et une voie
considérée. Pour cette détermination nous avons besoin de Gsp, qui est la largeur de la résonance
calculée par le modèle de particules indépendantes. Dans le notre cas 8He+p,
nous avons fait des calculs à partir du potentiel CH89 et du code FRESCO. Les
résultats obtenus sont synthétisés dans la figure IV.3. Ils ont été obtenus en
variant notamment les valeurs de la diffusivité et en ajustant la profondeur du
puits du potentiel, dans les données entrées, pour les potentiels, dans code
FRESCO, afin d'ajuster l'énergie de la résonance.
Figure IV.3: Largeurs de résonance dans un modèle de particules
indépendantes pour différentes valeurs de J et à différentes énergies
Nous avons voulu étudier comme
décrit dans l'introduction, les propriétés de l'9He, par l'étude du
système 8He+p, donc par des états du 9Li. Cette approche
se justifie par les règles de l'invariance, en première approximation, par
rapport à l'isospin des propriétés nucléaires.
Le 9Li diffère de 9He par l'échange
d'un neutron pour un proton. Cet échange peut être représenté par l'opérateur
T- qui agit sur la projection de l'isospin noté T3. Avec T3=(N-Z)/2.
L'9He peut être représenté par un cœur d'4He, plus cinq
neutrons. L'échange d'un neutron s'applique de façon identique pour chacun de
ces 5 neutrons (voir figure IV.4). On obtient donc une superposition cohérente
de 2T amplitudes, avec un poids identique de 1/2T. Comme le montre la figure
IV.4, seule une de ces configurations est semblable au système 8He+p
avec le noyau 8He dans son état fondamental, donc sans excitation de
type 1 particule-1 trou. Cette configuration qui a un poids de 1/5, nous
conduit à la relation suivante pour la largeur de la résonance de l'IAS:
(4.32)
Figure IV.4: Schéma des configurations possibles par l'échange n-p à
partir du l’9He
Dans le cas ou seules les forces nucléaires seraient prises
en compte les énergies des niveaux du 9Li et du 9He
seraient identiques, à cause de l'indépendance de charges des forces
nucléaires. Mais l’échange d’un proton pour un neutron implique une variation
de l'interaction coulombienne qui introduit un déplacement de ces niveaux. Ce
déplacement est appelé déplacement coulombien: DEc.
Ce déplacement varie en Z/A1/3, pour une sphère
uniformément chargée et pour les noyaux légers, ce déplacement est
typiquement de 1 à 2 MeV [ANT85]. Pour un état IAS peuplé par un proton, on a
pour l’énergie dans le système du centre de masse:
(4.33)
où
Sn représente l'énergie de séparation d'un neutron du noyau parent.
Il est important de noter que pour pouvoir observer les états IAS, dans le
système cible+proton, comme états résonants, EIAS doit être positif.
Pour les noyaux riches en neutrons Sn est petit, voire négatif: les
neutrons sont peu, ou pas liés. C'est pourquoi pour les noyaux légers riches en
neutrons l'étude des IAS est un outil de première importance. C'est cette
raison qui nous conduit à utiliser cette méthode pour l'9He qui est
non-lié.
L'étude des réactions de transfert
ne faisait pas partie des objectifs initiaux de ce travail. Mais dès le début
de l’analyse, sur les matrices d'identifications nous avons constaté la
présence importante voir dominante, de deuton et de triton. Il nous a alors
paru important de tenter une étude pour ces réactions, ne serait-ce qu'une
étude rapide. Il n'existe en effet, à notre connaissance, pas de travaux sur
ces réactions avec des noyaux exotiques à l’énergie du présent travail. Pour
les calculs des sections efficaces nous avons utilisés ici aussi le code de
calcul FRESCO. Une étude plus approfondie devrait aussi inclure une mesure plus
détaillée des distributions angulaires de la diffusion élastique, pour pouvoir
ajuster les potentiels pour le système p+8He aux énergies très
basses de l’ordre de 1 à 4 MeV/n.
Dans
ce chapitre nous allons comparer les résultats issus de l'analyse des données
présentée dans le chapitre III, avec les calculs utilisant les méthodes
présentées dans le chapitre IV.
Les sections efficaces expérimentales sont obtenues à
partie du nombre d'événements qui après analyse, sont identifiés comme
appartenant au type de réactions recherchées, par exemple la diffusion
élastique de protons sur 8He (cinématique inverse). Ce nombre
d'événements est relié à la section efficace par la relation suivante.
(5.1)
NCIBLES: Nombre de particules dans la cible
NINCIDENTS: Nombre de particules incidentes
NDETECTES: Nombre de bons événements détectés
: Section efficace différentielle dans le laboratoire
dW: angle solide.
Le nombre de
particules dans la cible est déterminé de la manière suivante:
(5.2)
Avec,
dx: épaisseur de la cible ou de la portion de cible considérée, T: température
en Kelvin, P: pression, P0 et T0: pression et température
de référence pour le volume molaire.
Soit dans les
conditions de cette expérience:
(5.3)
Le nombre de particules incidentes vues par
le détecteur de faisceau, et qui ont été aussi détectées dans MAYA a été estimé
de la façon suivante:
(5.4)
Le
nombre de particules faisceaux: NFAISCEAU est donné par le comptage des
échelles du détecteur de faisceaux, dont l'efficacité est proche de 100%. Le
nombre de particules dans le détecteur: NMAYA est le nombre de
particules détectées par le détecteur de faisceau et qui sont aussi détectées
dans MAYA, soit pour un run: (NMAYA)POUR 1 ÉCHANTILLON,
soit pour toute la statistique de l’expérience: NMAYA TOTAL.
Pour
cette expérience on obtient les valeurs suivantes:
(5.5)
(5.6)
(5.7)
Il faut apporter deux corrections à cette formule, l'une est le temps
mort de l'acquisition, l'autre est l'efficacité de reconstruction des
événements. Le temps mort provient du fait que, pendant le traitement d'un
événement, l'acquisition ne peut traiter aucune autre donnée. Toutes les
données des événements arrivant pendant ce temps mort sont perdues par
l'acquisition, mais peuvent néanmoins être comptées dans les échelles. Or, il
faut toutes les données d'un événement pour pouvoir le traiter. Si des données
manquent, l'événement considéré comme incomplet est rejeté du traitement. Comme
on l'a vue précédemment dans le calcul du nombre de particules incidentes, nous
utilisons des données qui sont sensibles au temps mort (spectres) conjointement
avec des données qui ne le sont pas(échelles), il est donc nécessaire de
corriger les résultats obtenu par le temps mort.
La correction par le
temps mort est définie comme:
Correction TM =
(5.8)
L'efficacité
est bien plus difficile à évaluer car elle dépend de nombreux paramètres dont
certains sont liés à la cinématique des événements, il faudrait donc définir
une efficacité moyenne pour plusieurs types d'événements qui auraient par
exemple des cinématiques semblables. Ici, nous avons fait une évaluation pour
les événements qui atteignent les CsI, en comparant le nombre des événements avec
et sans reconstruction correcte, pour un CsI donné. Nous obtenons une
efficacité de 64%. On a donc:
(5.9)
Pour les réactions (p,d) et (p,t), la formule suivante a été utilisée
pour les sections efficaces:
(5.10)
Le terme entre parenthèses, dans la dernière
formulation de 5.10, a été obtenu, pour chaque plage en énergie et chaque plage
de parcours utilisée, par un programme de cinématique incluant un calcul des
parcours.
Le
calcul des sections efficaces fait intervenir plusieurs valeurs expérimentales
pour lesquelles existent des incertitudes. Ces différentes incertitudes doivent
être prises en compte pour la détermination de la précision des sections
efficaces.
Pour la mesure du nombre de particules incidentes, les
erreurs peuvent provenir de plusieurs raisons: décalage entre l'arrêt des
échelles et l'arrêt de l’acquisition, erreur sur les bornes de la zone prise en
compte pour le nombre de coups dans Frisch_2, etc... Cette erreur est au
maximum de 5%.
La détermination du nombre de particules dans la cible, ou
dans notre cas dans une tranche du détecteur est essentiellement due aux
variations locales de la température et de la pression, nous avons estimé cette
erreur à 5% maximum.
Une autre source d'erreur vient de la mesure des angles
intervenant dans le calcul de l'angle solide, c'est à dire les angles q et j. Pour ces angles on estime l'incertitude
à 5%.
La principale incertitude provient de l'estimation de
l'efficacité de reconstruction. En effet le chiffre donné plus haut est obtenu
pour une situation assez favorable, pour des trajectoires longues avec beaucoup
de points. Cette efficacité peut varier de façon conséquente pour des
événements qui ont des cinématiques différentes. Une estimation plus précise de
cette efficacité reste encore à faire. Pour le moment nous estimerons cette
efficacité à 64% avec une incertitude de 20%. Il est à noter que cette efficacité
bien que variant sur un domaine de valeurs assez grand ne présente, à priori,
pas de discontinuité et varie lentement. Elle ne devrait donc pas introduire de
déformations importantes, ni dans les fonctions d'excitation, ni dans les
distributions angulaires, dans le domaine présenté.
Si l'on ne prend pas en compte l'incertitude de
l'efficacité qui est importante, l'incertitude pour les sections efficaces est
d'environ 10%. Avec l'incertitude actuelle sur l'efficacité nous obtenons de
l'ordre de 50% pour l'incertitude sur la valeur des sections efficaces
absolues.
Comme
il a été dit dans l'introduction cette étude s'inscrit dans la suite logique de
l'étude sur l'inversion de niveau pour les isotones N=7 [PIT99], au niveau du 11Be.
Il n'est également pas inutile de dire que, malgré les différents travaux déjà
effectués, il n'y a pas actuellement d'assignation de moment angulaire accepté
pour cet état, ce qui est une autre raison en faveur de cette étude. Les
différents travaux théoriques sur les assignations de niveaux sont regroupés
dans le tableau V.1. Les assignations entre parenthèses pour la référence
[KIT93] correspondent au spin et à la parité obtenus lorsqu'une dépendance en
isospin des énergies de particules indépendantes est prise en compte dans les
calculs. Il est intéressant de noter que très peu de résultats expérimentaux
ont conduit à une tentative d'assignation. Les références [SET86] et [BOH99] ne
donnent pas de détermination claire du Jp pour la résonance de l'état fondamental, ni pour celle du premier état
excité. L'analyse de distributions angulaires en termes de processus à deux
étapes de la référence [BOH99] favorise un état Jp =3/2- à Sn= - 2.35 MeV et un état Jp =5/2- à Sn= - 5.18 MeV. Une étude de
compatibilité des résultats avec des attributions de Jp, pour les trois premières résonances, a été faite dans la référence
[ROG03]. Notons ici, que dans la référence [CHE01], un état virtuel 1/2+
a été déduit de l’interprétation des données et interprété comme l’état
fondamental du système 9He. Cet état n’ayant pas encore été vu dans
d’autres expériences, nous allons utiliser comme état fondamental l’état à 1.1
MeV au dessus du seuil d'émission d'un neutron dans l’9He qui est le
niveau adopté dans la compilation [TIL99]. Les différents niveaux adoptés, sans
attribution Jp, dans cette compilation pour l'9He
sont présentés dans le tableau V.2.
|
Référence
|
[SET87]
|
[STE88]
|
[KIT93]
|
[POP93]
|
[OGL95]
|
[NAV98]
|
[CHE01]
|
[MIC03]
|
|
Jp (g.s.)
|
1/2-
|
3/2-
|
½+
(½-)
|
1/2+
|
1/2-
|
1/2-
|
1/2+
|
1/2-
|
|
Jp (1erex)
|
1/2+
|
1/2+
|
½-
(½+)
|
1/2-
|
1/2+
|
3/2-
|
1/2-
|
/
|
Tableau V.1: Présentation des résultats théorique de la littérature
|
Sn
|
-1.2±0.08 MeV
|
-2.35±0.1 MeV
|
-4.23±0.1 MeV
|
-5.18±1.2 MeV
|
|
G
|
0.1±0.06 MeV
|
0.7±0.2 MeV
|
/
|
/
|
Tableau V.2: Présentation des niveaux adoptés pour l'9He
[TIL01]
Pour ce travail
nous nous sommes limités aux fonctions d'excitation pour les angles centre de
masse 100 et 120 degrés. En effet plusieurs problèmes ne nous ont pas permis
d'extraire de façon convenable les données correspondantes aux autres angles.
L'un des problèmes provient du choix, que nous avions fait d'utiliser une
amplification différente pour les 3 rangées situées sous le faisceau, ce qui
conduit à une déformation des distributions de charges induites, pour les
angles laboratoires proches du faisceau et pour les trajectoires courtes. Par
ailleurs nous avons, au début de l’expérience, rapidement constaté une fuite
dont la réparation aurait pris trop de temps comparé au temps disponible, nous
avons alors choisi de fonctionner à une pression supérieure de quelques
millibars à la pression atmosphérique pour que la fuite de gaz se fasse alors
de l'intérieur du détecteur vers l'extérieur, évitant ainsi la pollution. Cela
ne nous a pas permis de varier les parcours des particules dans le gaz.
V.B.1.a) assignation du moment angulaire de l'état
fondamental
La figure V.1 montre les points
expérimentaux pour deux angles dans le repère du centre de masse: 100 degrés et
120 degrés. Les points expérimentaux ont été obtenus avec les méthodes exposées
dans le chapitre III. Les barres d’erreur horizontales correspondent à
l’incertitude sur la reconstruction en Xvertex, et donc de l’énergie de la
réaction. Les barres d’erreur verticales correspondent à l’erreur statistique. La
figure V.2 montre ces points avec la courbe de la Figure. IV.1, c’est à dire la
section efficace de la diffusion élastique obtenue, avec le potentiel optique
CH89 et sans le terme résonant, pour la réaction 8He(p,p)8He
et pour un facteur spectroscopique C²S=1.
Figure V.1: Fonction d'excitation de la diffusion élastique 8He+p
aux angles centre de masse 100 et 120 degrés de ce travail, Les barres d’erreur
horizontales correspondent à l’incertitude sur la reconstruction en Xvertex, et
donc de l’énergie de la réaction. Les barres d’erreur verticales correspondent
à l’erreur statistique
Figure V.2: Fonction d'excitation de la diffusion élastique 8He+p
aux angles centre de masse 100 et 120 degrés de ce travail. Les courbes
théoriques sont celles de la figure IV.1
Dans
la figure V.3 les points expérimentaux sont comparés à un calcul fait avec le
potentiel CH89 avec les méthodes présentées dans le chapitre IV. Deux
résonances ont été incluses avec pour chacune d’elles deux assignations, Jp=1/2- et Jp=1/2+
pour la première résonance, et Jp=1/2-
et Jp=3/2- pour la seconde
résonance. Il apparaît sur cette figure que les effets pour les différentes
assignations aux angles disponibles sont suffisants pour faire une analyse plus
fine de ces résonances.
On voit nettement qu'un état l=0, s=+1/2 reproduit mieux
nos données expérimentales autour de 2.1 Mev. Les autres paramètres pour cette
résonance sont Eres= 2.1 MeV, Gp (Eres=2.1 MeV)=12.5 keV et , Gt (Eres=2.1 MeV)=200 keV. Pour la
résonance à 3.1 MeV les paramètres sont : Gp (Eres=3.1 MeV)=10 keV et, Gt (Eres=3.1 MeV)=500 keV. La
première résonance a été interprétée comme un état 1/2- par les références
[BOH99] et [ROG03].
Figure V.3: Comparaison des résultats expérimentaux de ce travail avec
un calcul fait avec le potentiel CH89 et deux assignations de spin et parités
pour chacune des deux résonances observées pour les angles 100° et 120° centre
de masse
La figure V.4
montre les résultats expérimentaux de [ROG03], avec les calculs de section
efficace pour la diffusion potentiel en utilisant le potentiel optique utilisé
dans la publication et deux assignations. Ici le code de calcul utilisé est le
notre. Comme on le voit il est difficile ici de faire une assignation claire.
On peut même voir un accord légèrement meilleur pour un état 1/2+.
Figure V.4: Comparaison, des résultats expérimentaux de la référence
[ROG03] pour la fonction d'excitation du système 8He+p à 180° dans
le centre de masse, avec un calcul obtenu avec notre code et le potentiel de la
référence [ROG03], et deux assignations de spin (voir figure)
V.B.1.b) Ajustement de l'énergie de la résonance.
La figure V.5
présente la comparaison entre les résultats expérimentaux pour les angles
centre de masse 100 degrés et 120 degrés et les calculs avec le potentiel CH89,
pour trois énergies de résonance pour la première résonance. Le meilleur accord
est pour 
(g.s.)=2.075 ±0.1 MeV.
Cette valeur nous permet d'obtenir une estimation du déplacement coulombien.
Avec Sn=1.2±0.08 MeV [TIL01], et la
relation (voir chapitre IV):
(5.10)
on déduit:
La figure V.6 permet de comparer ce résultat à d'autres résultats
expérimentaux provenant de la référence [ANT85]. Comme on peut le voir le comportement
moyen est proche d'une loi linéaire en Z/A1/3 avec une fluctuation
d'environ 100 keV autour de cette droite. On voit que le point mesuré s'intègre
bien dans ces données.
Figure V.5: Comparaison des résultats expérimentaux, avec des calculs de la fonction d'excitation
du système 8He+p à 100° et 120° centre de masse, pour trois énergies de résonance: Er(gs)=2.0, 2.1
et 2.2 MeV, pour la première résonance
Figure V.6: Résultats expérimentaux du déplacement Coulombien de ce
travail, comparé à d'autres résultats expérimentaux pour les noyau légers He,
Li, Be, pris dans la compilation [ANT85]
V.B.1.c) Ajustement de la largeur partielle des protons:Gp
La figure V.7 présente la comparaison entre les résultats expérimentaux
pour les angles centre de masse 100 degrés et 120 degrés comparés aux calculs
avec le potentiel CH89, pour trois largeurs Gp=10,
15, 20 KeV. Le meilleur accord est obtenu pour des valeurs entre 10 et 15 KeV
pour les largeurs partielles. Nous avons utilisé la valeur Gp=12.5 KeV comme dans le calcul précédent. Pour ces calculs nous avons
utilisé Gt=200 KeV, Eres= 2.075 MeV et Jp=1/2+.
Figure V.7: Comparaison des résultats expérimentaux, avec des calculs de la fonction d'excitation
du système 8He+p à 100° et 120° centre de masse, pour différentes largeurs partielles proton: Gp=10, 15, 20 KeV
V.B.1.d) Ajustement de la largeur totale:Gt.
La figure V.8 présente la
comparaison entre les résultats expérimentaux pour les angles dans le centre de
masse 100 degrés et de 120 degrés comparés aux calculs avec le potentiel CH89,
pour trois largeurs totales Gt=100, 150, 200 KeV. La largeur de la résonance pour Gt=150 KeV est trop faible par rapport aux
données expérimentales, tandis que pour Gt=250 KeV la largeur semble trop forte, Une largeur totale de 200 KeV
est donc retenue. L'énergie de la résonance utilisée est Eres= 2.075 MeV , avec
Jp=1/2+ et Gp=12.5 KeV.
Figure V.8: Comparaison des résultats expérimentaux, avec des calculs de la fonction d'excitation
du système 8He+p à 100° et 120° centre de masse, pour différentes
largeurs partielles proton: Gt=100, 150, 200 KeV
On
constate sur ces différentes figures qu'il y a une différence croissante entre
les sections efficaces calculées avec le potentiel CH89, et les sections
efficaces mesurées lorsque l'énergie diminue. Nous avons donc essayé deux
autres potentiels l'un provenant de la référence [ROG03], figure V.9. L'autre a
été obtenu à partir du potentiel CH89 mais en ajustant les phases imaginaires
des différents moments angulaires intervenants dans les calculs, pour avoir un
meilleur accord avec nos résultats, à 100 et 120 degrés centre de masse, et
aussi avec les résultats de la référence [ROG03], à 180 degrés, voir figure V.10.
Pour ces calculs ce sont les caractéristiques obtenues précédemment qui ont été
utilisées pour la première résonance: Eres= 2.075 MeV, avec jp=1/2+ et Gp=12.5
keV, et Gt=200 keV.
Pour la résonance correspondant au premier état excité, les paramètres suivants
ont été utilisés: Eres= 3.1 MeV, avec Jp=1/2- et Gp=10 keV,
et Gt=500kKeV. On constate que le premier
potentiel reproduit assez bien les sections efficaces mesurées à basse énergie,
mais il s'en éloigne à haute énergie. En revanche le second potentiel reproduit
assez bien les données sur toute la gamme des énergies utilisées. Comme on peut
constater, à 180 degrés, le signe des interférences entre la diffusion potentielle
et la diffusion résonante s’inversent entre les deux calculs. Ceci montre qu’il
faut être très prudent quand on interprète les angles arrière. Par contre, à
100 et 120 degrés, les signes des interférences sont identiques. Ceci montre
que l’on peut avoir beaucoup plus de confiance dans l’interprétation des
fonctions d’excitation à ces angles.
D’une
manière plus générale, la comparaison des deux calculs montre qu’il serait
souhaitable d’avoir des distributions angulaires plus complètes pour déterminer
un potentiel optique avec précision.
Figure V.9: Comparaison des résultats expérimentaux aux angles centre
de masse 100,120 de ce travail et 180 degrés pour la référence [ROG03], avec un
calcul utilisant notre code et le potentiel de la référence [ROG03]
Figure V.10: Comparaison des résultats expérimentaux aux angles centre
de masse 100,120 et 180 degrés pour le potentiel CH89 avec des coefficients de
transmission réajustés.
V.C.2.a) assignation du moment angulaire et du spin
A partir de nos
seules données, il nous est difficile de faire une étude approfondie sur la
résonance de ce premier état excité car les effets observés sont trop faibles.
C'est essentiellement à 120 degrés que l'on peut voir l'effet résonant. Bien
que la figure V.1 semble montrer un meilleur accord de nos données avec une
résonance Jp=3/2-, pour 180 degrés [ROG03]
l'effet résonant semble un peu surestimé. Nous avons donc finalement utilisé
une assignation Jp=1/2-
pour cette résonance, mais un comportement très similaire est obtenu avec Jp=3/2- et une largeur partielle Gp plus petite d'environ un facteur 2.
V.C.2.b) Ajustement de la largeur partielle des protons: Gp
La
figure V.7 montrait l'ajustement de la largeur partielle Gp pour la première résonance. La figure V.11
montre le résultat des trois largeurs protons pour la résonance à 3.1 MeV.
Comme on le voit d'après nos données, il est difficile d'extraire avec précision
une largeur partielle. Les figures V.3 , V.9 et V.10 ont été obtenues pour une
largeur totale de 500 KeV et une largeur partielle de 10 KeV.
Figure V.11: Comparaison des calculs pour différentes largeurs
partielles pour la résonance à 3.1 MeV proton avec les résultats expérimentaux
Nos résultats ont donc conduit aux
interprétations suivantes. La première résonance dans le 9Li est
reproduite avec une assignation Jp =1/2+
avec une énergie = 2.1±0.1 MeV/n.
La largeur totale de la résonance est de GTOT = 200 ±50 KeV avec une largeur partielle proton
pour Gp=12.5 ±5 keV. La seconde résonance est reproduite avec Jp =1/2- de 3.1 MeV/n. La largeur partielle est d’environ 10 à 20 keV
d'après nos données qui ne nous permettent pas une grande précision sur cette
valeur. Ce résultat est obtenu avec une largeur totale d’environ 500 keV. Le
tableau V.3 regroupe les résultats pour la diffusion élastique résonante et la
figure V.12 montre le schéma de niveau pour l'9He et le 9Li.
Il est particulièrement utile de remarquer ici la valeur très faible du facteur
spectroscopique. D'après la formule 4.31, on obtient une valeur de l’ordre de
2% seulement.
Comme on peut le voir sur la figure
V.12, pour ces deux niveaux, une désexcitation, par émission d’un neutron, vers
l’état T=2 dans le 8Li est énergiquement possible. Cet état est
l’état isobarique analogue de l’8He. Sur la figure IV.4, on voit que
4 autres composantes peuvent contribuer à cet état, ce qui suggère une largeur
de neutron pour ces états environ quatre fois plus grande que la largeur
proton. Pour une estimation plus précise, un calcul de Gsp pour les neutrons serait nécessaire.
|
Eres
|
DEres
|
Jp
|
Gt
|
DGt
|
Gp
|
DGp
|
GspIAS
|
S
|
DEc(MeV)
|
|
2.1 Mev
|
100 keV
|
1/2+
|
200 keV
|
50 keV
|
12.5 keV
|
2.5 keV
|
600 keV
|
0.02
|
0.875±0.128
|
|
3.1 MeV
|
150 keV
|
1/2- (3/2-)
|
500 keV
|
150 keV
|
10 keV
|
10 keV
|
550KeV
|
0.02
|
0.65±0.21
|
Tableau V.3: Résultats expérimentaux de ce travail
Figure V.12: Schéma de niveaux 9He et 9Li
Un des résultats importants de
l’étude de la diffusion élastique est, bien sûr, l’attribution du spin de
l’état fondamental de 9He qui est non-lié de 1.2 MeV. Nos résultats
sont compatibles seulement avec une assignation 1/2+, une
attribution 
ne donnant pas ou peu d’effet résonant à 100 degrés. Un
argument contre notre attribution est donné par la référence [BOH99]. Dans
cette publication il est noté qu’une attribution 1/2- est plus
compatible avec la faible largeur de la résonance observée. En effet pour une
résonance de spin et parité 1/2+, dans un modèle de particules
indépendantes, il n’y a pas de barrière de potentiel pour un neutron, et l’état
est un état virtuel [MEI02]. Mais comme nous l’avons vu, le facteur
spectroscopique est très faible et l’image d’une particule indépendante ne
s’applique donc plus ici. Du point de vue théorique, deux possibilités sont
obtenues: 1/2- et 1/2+ pour l’état fondamental. Dans des
calculs récents [KOH03], [POP93] et [ABR95] un état 1/2+ est prévu. D’autres
calculs (NAV98) prédisent plutôt 1/2-. A notre connaissance, il n’y
a pas de calculs disponibles qui prédisent les facteurs spectroscopiques de ces
états. Cette détermination, un aspect certainement très important pour
comprendre la structure des noyaux impliqués, 8He et 9He.
Dès
l'observation des matrices d'identification, nous avons été surpris par les
grandes sections efficaces des réactions (p,t) et (p,d). Ceci nous a encouragé
à étudier ces réactions. Par manque de temps et aussi parce que les gains des
CsI n'étaient pas optimisés pour ces particules, nous nous sommes limités aux
particules s'arrêtant dans le détecteur.
V.C.1.a) Distribution angulaire pour l'état fondamental.
Sur la figure V.13, on peut voir les distributions angulaires
expérimentales pour différentes énergies de réaction, comparées à deux calculs
par le code FRESCO [GIO03]. Pour ce calcul les potentiels utilisés sont ceux
des références [LUD68] pour t+6He(g.s), [RUS00] pour 6He-2n,
et le potentiel CH89 pour 8He+p. On peut remarquer que les sections
efficaces expérimentales sont du même ordre de grandeur que celles données par
les calculs. Il faut noter qu'il est particulièrement difficile de trouver des
potentiels adaptés pour cette situation et que les potentiels utilisés ne sont
pas explicitement prévus pour reproduire la situation expérimentale de cette
étude. On peut remarquer un décalage angulaire, de nos distributions, corrélé
avec la diminution de l'énergie de réaction.
Figure V.13: Distributions angulaires expérimentales pour les énergies
de réactions 1.5, 2, 2.5, 3, 3.5 MeV et distributions calculées, par le code
FRESCO, avec C²S=1, pour les énergies de
réaction 2 et 3.9 MeV de la réaction 8He(p,t)6He(g.s.)
V.C.1.b) Distribution angulaire pour l'état excité.
Comme
expliqué dans le chapitre III, nous avons pu séparer le niveau fondamental et une
structure à plus haute énergie de séparation de 8He+p. A partir des
données de cet état nous avons calculé les sections efficaces expérimentales
présentées dans la figure V.14. Nous ne disposons pas actuellement de résultats
provenant des calculs pour cet état excité.
Figure V.14: Distributions angulaires expérimentales de la réaction 8He(p,t)6He
pour l'état excité et pour les énergies de réactions 3, 2.5, 2 et 1.5 MeV
Un état excité, non lié, Jp=2+ de l'6He est connu à une énergie de 1.797±0.025 MeV au dessus du niveau fondamental [AJZ88], avec G=0.113 MeV. Nous devrions donc être en mesure de retrouver cette
énergie d'excitation. La figure V.15 montre la somme des projections, sur l'axe
des angles, pour une tranche en parcours d'environ 2.5 mm autour de la valeur
de parcours de 150 mm et pour deux Xvertex différents ( 508 mm et 552 mm) des
matrices (parcours, angle de diffusion). La valeur de la différence angulaire
entre ces deux pics est 5.35 ±0.3 degrés,
soit 1.77±0.15 MeV qui est à comparer avec les 5.4
degrés obtenu pour une énergie de l'état excité de 1.79 MeV (figure III.29). La
valeur que nous obtenons est donc en très bon accord avec la valeur attendue.
Nous sommes donc bien en mesure de séparer le niveau fondamental de l'état
excité et de faire une mesure de cette énergie. Sur la figure V.14 on constate
la présence d'autres pics qui correspondent à des transparences des réactions
(p,p) et (p,d).
Figure V.15: Spectre d'angles laboratoires obtenu par la somme des
projections sur l'axe des angles d'une tranche de matrice (parcours,angle de
diffusion) pour Xvertex=508 mm et Xvertex=552 mm
V.D.1.a) Distribution angulaire pour l'état fondamental.
Les figures, V.16,
V.17, V.18, V.19, présentent la comparaison des sections efficaces
différentielles expérimentales avec les sections efficaces obtenues par un
calcul FRESCO et le potentiel CH89 pour la voie d'entrée, et le potentiel
Perey-Perey [PER76]. Cette comparaison est faite pour quatre énergies de
réaction différentes, 2.0, 2.5, 3.0 et 3.5 MeV/n et pour l'état fondamental de
l'7He. Pour cette réaction les conclusions sont très similaires à
celles faites pour la réaction (p,t). En effet ici aussi les sections efficaces
sont grandes. L'accord entre nos données et les calculs est assez bon. La
différence entre les deux peut encore une fois s'expliquer par les potentiels
choisis. On peut également voir un décalage angulaire des distributions qui se
traduit notamment par un déplacement, du minimum de la distribution
expérimentale.
V.D.1.b) Distribution angulaire pour l'état excité.
Nous sommes également parvenu à séparer le niveau fondamental d'une
autre structure, qui, comme discutée dans ce chapitre, ne correspond peut être
pas à un état excité. Dans l’hypothèse où il s’agirait d’un état excité nous
avons traité les données comme dans le cas des tritons. C'est à partir des
données de cet éventuel état excité que nous avons calculé les sections
efficaces expérimentales présentées dans la figure V.20. Nous ne disposons pas
non plus, pour ce supposé état, de résultats provenant des calculs.
Figure V.20: Sections
efficaces expérimentales pour la structure observée au dessus de l'état
fondamental de l'7He pour différentes énergies de réaction
La figure V.22 nous donne
une évaluation de l'énergie de séparation de l’état fondamental de l’7He.
En effet, lors de la décroissance de l'7He vers un système 6He+n,
l'énergie d'excitation est utilisée sous forme d'énergie cinétique pour le
système 6He+n. L'émission de ce neutron est, à peu prés, isotrope.
C'est la projections sur l'axe des parcours de l'6He d'une tranche
de parcours du deuton, pour une énergie de réaction donnée (une tranche de
Xvertex de 2.2 mm), voir sur la figure V.21, qui nous donne la distribution de
la figure V.22. Dans ces conditions la distribution est l'image de la
projection d'une sphère sur un axe. Cette projection expérimentale est le
résultat de la convolution de la distribution avec la résolution expérimentale,
Figure V.22.
Pour être rigoureux il
aurait été souhaitable de faire un calcul Monte-Carlo. Mais un calcul rapide
sur la cinématique de 6He+n nous donne les limites maximales et
minimales pour le parcours de l'6He en fonction de l’énergie
démission du neutron, et obtenons une énergie d'environ 600±200
KeV pour cet état. Cette valeur est supérieure aux 440 KeV attendus, mais est
située à l'intérieur des barres d'erreurs. Néanmoins il apparaît clairement
qu'il nous est possible de séparer cet état et d'obtenir des informations
quantitatives. Nous savons que cette énergie est bien connue [TIL01]. Mais à
notre avis l’observation de cet effet illustre très bien la puissance
expérimentale de ce détecteur. En effet, pour chaque deuton détecté, nous avons
simultanément la détection du noyau de recul, avec une efficacité proche de
100%, et une bonne résolution.
|
|
|
La figure V.23 nous montre une
matrice (parcours,angle de diffusion) avec la tranche en parcours qui est
projetée sur l'axe des angles: figure V.24. Sur cette dernière on remarque que
l'on distingue nettement trois pics. Les deux premiers sont clairement
identifiés comme étant respectivement les deutons associés à la réaction (p,d),
le premier serait celui d’un éventuel état excité, et le second est celui de
l'état fondamental de l'7He. Une transparence des protons de la
diffusion est à l'origine du troisième pic. Si l'on compare la différence en
angle entre le premier et le second pic de la projection, la différence est de
12 degrés, d’après la figure V.25, cette différence correspond à une différence
d’énergie d’excitation de 1.2 MeV. Ceci pourrait correspondre à un état à 1.4
MeV au dessus de l’état fondamental, observé pour l’instant, uniquement dans la
référence [MEI02]. Mais il faut rester prudent sur cette interprétation car ce
comportement peut aussi provenir de la distribution de densité de l'espace des
phases pour les trois corps: n, d, 6He. Considérant l'énergie
maximale disponible, l’espace des phases présente, en première approximation,
un maximum pour une énergie apparente de 1 à 2 MeV. Il n’est donc pas sûr que
cette structure corresponde à un état excité. Sur la figure V.24, on peut obtenir
la résolution en énergie pour cette réaction, qui environ de 300 KeV en énergie
d'excitation de l'7He. On a:
, (5.11)
= 11° (5.12)
et,
FWHM. (5.13)
On
obtient donc :
(5.14)
Figure V.25: Relation entre le parcours et l'angle laboratoire pour les
deutons pour différentes énergies du niveau fondamental
Le but de ce travail était d'étudier
le noyau d'9He non-lié, et de développer pour cette étude un
détecteur adapté à l'observation de réactions à deux corps. Ce détecteur
devait, avec une grande efficacité, pouvoir reconstruire les paramètres
cinématiques pour les réactions à deux corps, sur toute l'ouverture angulaire
autorisée par la cinématique. Cette reconstitution devait être possible pour
une cible épaisse, augmentant ainsi l’efficacité du dispositif. Il fallait donc
aussi déterminer de façon précise le lieu de la réaction dans la cible. Le
moyen de répondre à toutes ces conditions à été le développement et la
construction d'un détecteur de type cible active: le détecteur MAYA. En
permettant de suivre tous les participants de la réaction par leur trace à
l'intérieur de la cible, il a été possible de déterminer les différentes
trajectoires et leur intersection, permettant la reconstruction de la réaction
en 3 dimensions. Le détecteur permet également de déterminer le point d'arrêt
des particules. Lorsque le pouvoir d'arrêt du gaz de la cible est insuffisant un
mur de CsI permet de mesurer l'énergie totale des particules. La première
partie de ce travail a donc été la définition, la construction, et les tests de
ce détecteur.
L'utilisation de ce détecteur a nécessité le développement
d'un programme de traitement des données pour la reconstruction des
trajectoires, du lieu de la réaction et des points d'arrêt des particules. Les
paramètres obtenus ont été combinés dans des matrices bidimensionnelles pour
nous permettre une identification et une analyse rapide des différentes
réactions d'intérêt. Une deuxième partie du travail a été l’écriture du
programme de reconstruction, avec des méthodes très spécifiques et originales.
Nous avons ensuite entrepris l’étude
de l'9He par l'utilisation d'un faisceau d'8He sur les
protons d'une cible d'isobutane. Dès le début du traitement des données il est
apparu que le détecteur nous avait permis d'obtenir des données pour les
réactions 8He(p,d)7He et 8He(p,t)6He.
Nous avons donc ajouté au travail initialement prévu une étude rapide de ces
deux réactions.
L'étude de la diffusion élastique
des protons, nous a permis d’observer deux résonances, pour les états
isobariques analogues (IAS) de l'9He, dans le système8He+p,
l'une à 2.1 MeV, et l'autre à 3.1 MeV. Nos données nous ont permis de couvrir
correctement seulement les angles centre de masse, 100° et 120°, pour cette
réaction. Néanmoins, c'est deux fonctions d'excitation nous ont permis de
déterminer les caractéristiques de ces deux résonances. La résonance de l'état
fondamental est à une énergie de 2.1 MeV, pour une largeur totale de 200 keV et
une largeur partielle de 12.5 keV. Nous avons attribuée à cet état les
caractéristiques suivantes: Jp=1/2+,
soit un moment angulaire 
. La résonance de l'état excité bien que moins visible aux
angles étudiés est située à 3.1 MeV, avec une largeur totale d'environ 500 keV,
une largeur partielle environ 10 keV et Jp=1/2-. Comme on a pu le voir, les facteurs spectroscopiques sont très
faibles environ 2% seulement. Une comparaison avec des modèles sera d’un
intérêt évident. La mesure des fonctions d’excitation sur un plus grand domaine
angulaire sera faite dans un proche avenir, pour préciser ces résultats.
Nous avons aussi obtenu des
distributions angulaires pour les réactions (p,d) et (p,t), avec une séparation
de deux états, pour 7He et 6He. Pour l'état fondamental
de ces deux noyaux nous avons comparé nos résultats avec les calculs FRESCO,
qui malgré des potentiels qui n’ont pas été pas ajustés pour l’énergie et les
systèmes étudiés, ont montré un accord raisonnable.
Les perspectives sont nombreuses
autant du point de vue instrumental, traitement et analyse de données que du
point de vue expérimental. L'électronique peut être sensiblement améliorée, en
particulier par le développement de puces, ASICS, permettant une mesure du
temps en plus de la mesure de la charge. La méthode de mesure de la charge
pourrait se faire par la recherche du maximum du signal pour chaque voie et non
par une mise en temps externe. Des détecteurs silicium pourraient être montés,
soit en complément, soit en remplacement des CsI. Le programme de
reconstruction en trois dimensions pourrait sûrement être amélioré, il ne
s'agit que d'une première ébauche qui ne couvre qu'une petite partie des
configurations cinématiques possibles. Le programme tel qu'il existe
actuellement ne fait, par exemple, pas de reconstruction de la trajectoire du
faisceau et ne traite pas les trajectoires pour les angles dans le laboratoire
supérieur à 90 degrés. Il est à noter que rien n'est encore fait sur le
traitement par analyse de forme pour le Flash-ADC qui doit permettre la
reconstruction des événements ayant un angle trop grand avec l'anode.
Sur le plan expérimental, on pourra
noter que deux autres expériences ont déjà eu lieu. L'une sur la spectroscopie
de l'25O avec un gaz de deutons dans MAYA et l'autre sur le
transfert multi-nucléons avec un faisceau 8He sur le Carbone de l'isobutane.
Il serait nécessaire d'étudier les potentiels à basses énergies pour notamment
les réactions de transfert, afin de pouvoir effectuer des calculs fiables de
sections efficaces.
Dans ce travail de thèse la
puissance expérimentale d’un tel détecteur, pour les réactions avec les
faisceaux secondaires de faible intensité a été démontré. Les résultats ici,
les fonctions d’excitations et les distributions angulaires, ont été obtenus
avec 3000 à 5000 particules/second et avec des statistiques correctes dans les
spectres. Il nous semble qu’un tel détecteur va jouer un rôle central dans le
domaine allant des basses énergies jusqu’au énergies intermédiaires.
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TABLE DES FIGURES ET
TABLEAUX
CHAPITRE I: LE DÉTECTEUR MAYA
Figure I.1: Le détecteur MUSIC_________________________________________ 6
Figure I.2: Géométrie simplifiée d'un
détecteur de particules utilisant des pads________ 7
Figure I.3: Exemple de configuration du
détecteur IKAR_______________________ 8
Figure I.4: Le détecteur MSTPC_________________________________________ 9
Figure I.5: Le détecteur MUST_________________________________________ 10
Figure I.6: Déviation standard de la
dispersion de la diffusion latérale d'électrons dans différents gaz 14
Figure I.7: Vitesse de dérive des électrons
pour l'isobutane en fonction du champ
réduit 15
Figure I.8: Déviation standard de la
dispersion de la diffusion latérale en fonction de la distance parcourue, dans
les conditions de l'expérience 8He+p_______________________________________ 15
Tableau I.1: Conditions expérimentales de
l'expérience E350AS_________________ 17
Figure I.9:
Les différents régimes de fonctionnement des Détecteurs à gaz en fonction
de la tension appliquée sur les fils_______________________________________________________________ 19
Figure I.10: Graphique (Énergie fil16[U.A.],
Énergie fil 17[U.A.]) avec un faisceau 8He@3.9Mev/A 20
Figure I.11: Amplitude du signal observée sur
les fils amplificateurs de 10 µm à la
sortie du préamplificateur en fonction de la tension appliquée_________________________________________ 20
Figure I.12: Distribution de la charge induite
par une charge ponctuelle Q sur l'anode en fonction de la position par rapport à
cette charge________________________________________________ 22
Figure I.13: Structure schématique des niveaux d'énergie électronique d'un
cristal dopé 24
Figure I.14: Efficacité quantique (Q.E.) d'une
photodiode et spectre d'émission pour les cristaux CsI(Tl),CdWO4,et
CGO____________________________________________________________ 25
Figure I.15: Vue schématique du détecteur MAYA__________________________ 26
Figure I.16: Spectre après calibration des
GASSIPLEX pour la rangée 14, pour trois valeurs de signal du générateur
d'impulsions, plus les piédestaux_________________________________________ 29
Figure I.17: Un exemple de la charge pour le
pad 16 de la rangée 14 pour une amplitude du générateur 29
Figure I.18: Distribution de la charge induite
intégrée sur un pad situé à la distance d,
de la projection de la position du fil sur l'anode (courbe en noir), et
la dérivée de cette distribution (courbe en gris)__ 30
Figure I.19: Distribution de la charge mesurée
sur les pads autour de la trajectoire centrale pour une particule du faisceau
d'8He à 3.9 MeV/n dans un gaz de C4H10 à 1 atm____________________ 31
Figure I.20: Positions calculées par la
méthode SECHS sur 3 pads pour le faisceau direct. 32
Figure I.21: Cartes des préamplificateurs__________________________________ 33
Figure I.22: Schéma de l'électronique entre
les pads et les cartes GASSIPLEX avec les diodes de protections_________________________________________________________________ 36
Figure I.23: Carte GASSIPLEX avec les 4 puces
ASICs montées_______________ 36
Tableau I.2: Caractéristiques techniques des
GASSIPLEX_____________________ 37
Figure I.24: Chronogramme d'une séquence de
lecture________________________ 39
Figure I.25: Chronogramme de fonctionnement pour le multiplexage des GASSIPLEX, pour une
carte de 64 voies._________________________________________________________________ 40
Figure I.26: Spectre d'énergie et résolution
d'une diode Si(Li), pour une source a trois pics 42
Figure I.27: Spectre d'énergie et résolution
du CsI n°1, pour une source a trois pics__ 42
Figure I.28: Spectre d'énergie et résolution
du CsI n°8, pour une source a trois pics__ 42
Figure I.29: Géométrie des détecteurs CsI et
de leur électronique________________ 43
CHAPITRE II: MONTAGE EXPÉRIMENTAL ET ÉLECTRONIQUE
D'ACQUISITION
Figure II.1:Schéma du complexe expérimental du
GANIL, avec les accélérateurs, les lignes et les différentes salles
d'expériences______________________________________________________ 45
Figure II.2: La géométrie des cyclotrons à
Secteurs Séparés: CSS_______________ 46
Figure II.3: Ensemble cible source de SPIRAL______________________________ 47
Figure II.4: Schéma de la ligne SPEG_____________________________________ 49
Figure II.5: Enveloppe du faisceau du
cyclotron CIME au détecteur MAYA________ 49
Figure II.6: Disposition des détecteurs
auxiliaires avant MAYA_________________ 51
Figure II.7: Schéma du détecteur à galettes à
micro-canaux____________________ 52
Figure II.8: Vue extérieure des petites
chambres à dérive______________________ 52
Figure II.9: Schéma interne des petites
chambres à dérive______________________ 52
Figure II.10: Schéma de l'électronique des
détecteurs: Gastro, PCD et CsI_________ 55
Figure II.11: Schéma de l'électronique de
l'expérience E350AS pour MAYA_______ 56
Figure II.12: Chronogramme de la logique des
portes du TRACK&HOLD________ 57
Figure II.13: Schéma de câblage des
Track&Hold des GASSIPLEX_____________ 58
Figure II.14: Électronique des voies d'entrée
du Flash-ADC____________________ 58
Figure II.15: Abréviations et sigles utilisés
dans les schémas électroniques__________ 59
Figure II.16: Électronique du rejet lent et du
flash-ADC_______________________ 60
Figure II.17: Signal en sortie d'un
amplificateur rapide pour les PCD______________ 61
Figure II.18: Signaux obtenus pour les 4 voies
du Flash-ADC__________________ 63
CHAPITRE III: TRAITEMENT ET ANALYSE DES DONNÉES
Figure III.1: Visualisation des données brutes
du détecteur MAYA.______________ 66
Figure III.2: Vue schématique de MAYA et
reconstruction du plan de réaction._____ 68
Figure III.3: Effet de la correction de la
charge pour le vieillissement du gaz.________ 69
Figure III.4: Atténuation de la charge
collectée en fonction de la distance de
dérive__ 70
Figure III.5: Exemple de reconstruction pour
une trajectoire simulée______________ 74
Figure III.6: Matrice de la corrélation entre
la position de passage sur une rangée obtenu
à partir de 3 pads, et la position obtenue à partir de la droite de la trajectoire
moyenne pour des trajectoires longues pour une trajectoire dans la partie gauche du détecteur_______________________________________ 75
Figure III.7: Matrice de la corrélation entre
la position de passage sur une rangée obtenu
à partir de 3 pads, et la position obtenue à partir de la droite de la trajectoire
moyenne pour des trajectoires longues pour une trajectoire dans la partie droite du détecteur_______________________________________ 76
Figure III.8: Projection d'une tranche de la
matrice de la figure III.6, sur l'axe de la reconstruction de la position par 3
pads, autour du pad (9,23)__________________________________________ 77
Figure III.9: Projection d'une tranche de la
matrice de la figure III.6, sur l'axe de la reconstruction de la position par 3
pads, autour du pad (7,27)__________________________________________ 77
Figure III.10: Exemple des pads utilisés pour
la détermination du point d'arrêt_______ 80
Figure III.11: Résultats de la reconstruction
du point d'arrêt pour un faisceau direct (8He à 3.9 MeV!n) 81
Figure III.12: Spectre du parcours obtenu pour
des alpha provenant d'une source 3 pics 82
Figure III.13: Conventions géométriques pour
la reconstruction des trajectoires en 3 dimenstions 83
Figure III.14: Matrice du parcours mesuré en
fonction de la charge collectée, sans condition sur les réactions. Pour les
particules détectées dans MAYA, dans une atmosphère de C4H10
et pour un faisceau incident de 8He à 3.9 MeV/n___________________________________________________________ 86
Figure III.15: Matrice de l'angle de diffusion
en fonction du parcours pour toutes les particules et tous les lieux de
réaction___________________________________________________________ 87
Figure III.16: Parcours en fonction de la
charge latérale, Xvertex=309, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10______________________________________________________ 89
Figure III.17: Parcours en fonction de la
charge latérale, Xvertex=818, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10______________________________________________________ 89
Figure III.18: Parcours en fonction de la
charge latérale, Xvertex=1062, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10_____________________________________________________ 89
Figure III.19: Parcours en fonction de la
charge latérale, Xvertex=1416, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10_____________________________________________________ 89
Figure III.20: Angle de diffusion en fonction
du Parcours, Xvertex=309, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans
1 atm de C4H10_____________________________________________________ 90
Figure III.21: Angle de diffusion en fonction
du Parcours, Xvertex=818, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans
1 atm de C4H10_____________________________________________________ 90
Figure III.22: Angle de diffusion en fonction
du parcours,Xvertex=1062, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans
1 atm de C4H10_____________________________________________________ 90
Figure III.23: Angle de diffusion en fonction
du parcours, Xvertex=1416, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans
1 atm de C4H10_________________________________________________ 90
Figure III.24: Parcours en fonction du
parcours central, Xvertex=309, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10______________________________________________________ 91
Figure III.25: Parcours en fonction du
parcours central, Xvertex=818, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10______________________________________________________ 91
Figure III.26: Parcours en fonction du
parcours central, Xvertex=1062, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10_____________________________________________________ 91
Figure III.27: Parcours en fonction du
parcours central, Xvertex=1416, pour un faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n,
dans 1 atm de C4H10_____________________________________________________ 91
Figure III.28: Relation calculée du parcours
de la particule diffusée et de la particule de recul pour une position de
réaction : Xvertex = 50 mm avec un faisceau incident de 8He à 3.9.
MeV/n dans 1 atm de C4H10 92
Figure III.29: Relation calculée du parcours de la particule diffusée
et de son angle. Pour une position de réaction : Xvertex = 50 mm avec un
faisceau incident de 8He à 3.9. MeV/n dans 1 atm de C4H10 93
Figure III.30: Matrice (parcours, charge
latérale) avec contour de sélection des proton pour Xvertex=309, pour un
faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10__________________________ 95
Figure III.31: Matrice (parcours, charge
latérale) avec contour de sélection des proton pour Xvertex=818, pour un
faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10__________________________ 95
Figure III.32: Matrice (parcours, charge
latérale) avec contour de sélection des proton pour Xvertex=1062, pour un
faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10__________________________ 95
Figure III.33: Matrice (parcours, charge
latérale) avec contour de sélection des proton pour Xvertex=1416, pour un
faisceau d' 8He à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10__________________________ 95
Figure III.34: Contour sur
(Parcours,Parcours_central) pour la sélection des protons, Xvertex=309 96
Figure III.35: Contour sur
(Parcours,Parcours_central) pour la sélection des protons, Xvertex=818 96
Figure III.36: Contour sur
(Parcours,Parcours_central) pour la sélection des protons, Xvertex=1062 96
Figure III.37: Contour sur
(Parcours,Parcours_central) pour la sélection des protons, Xvertex=1416 96
Figure III.38: Contour sur (Parcours,angle de
diffusion) avant projection, Xvertex=309 97
Figure III.39: Contour sur (Parcours,angle de
diffusion) avant projection, Xvertex=818 97
Figure III.40: Contour sur (Parcours,angle de
diffusion) avant projection, Xvertex=1062 97
Figure III.41: Contour sur (Parcours,angle de
diffusion) avant projection, Xvertex=1416 97
Figure III.42: Spectre d'identification après
le conditionnement sur les matrices (Parcours,angle de diffusion) rejetant la
région cinématique correspondant à la réaction (p,d), Xvertex=725_____________ 98
Figure III.43: Spectre d'identification après le conditionnement sur les matrices
(Parcours,angle de diffusion) rejetant la région cinématique correspondant à la
réaction (p,d), Xvertex=840_____________ 98
Figure III.44: Matrice d'identification, pour
Xvertex=309 et contour de sélection des tritons, pour un faisceau d' 8He
à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10_____________________________________ 100
Figure III.45: Matrice d'identification, pour
Xvertex=818 et contour de sélection des tritons, pour un faisceau d' 8He
à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10_____________________________________ 100
Figure III.46: Matrice d'identification, pour
Xvertex=1062 et contour de sélection des tritons, pour un faisceau d' 8He
à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10__________________________________ 100
Figure III.47: Matrice d'identification, pour
Xvertex=1416 et contour de sélection des tritons, pour un faisceau d' 8He
à 3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10__________________________________ 100
Figure III.48: Matrice
(parcours,parcours_central) avec contour sur triton pour l'état fondamental et
l'état excité, Xvertex=309______________________________________________________ 101
Figure III.49: Matrice
(parcours,parcours_central) avec contour sur triton pour l'état fondamental et
l'état excité, Xvertex=818______________________________________________________ 101
Figure III.50: Matrice
(parcours,parcours_central) avec contour sur triton pour l'état fondamental et
l'état excité, Xvertex=1062_____________________________________________________ 101
Figure III.51: Matrice
(parcours,parcours_central) avec contour sur triton pour l'état fondamental et
l'état excité, Xvertex=1416_____________________________________________________ 101
Figure III.52: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur le niveau fondamental, Xvertex=309 102
Figure III.53: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur le niveau fondamental, Xvertex=818 102
Figure III.54: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur le niveau fondamental, Xvertex=1062 103
Figure III.55: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur le niveau fondamental, Xvertex=1416 103
Figure III.56: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur le niveau excité 104
Figure III.57: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur le niveau excité 104
Figure III.58: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur le niveau excité 104
Figure III.59: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur le niveau excité 104
Figure III.60: Matrice (parcours,charge) avec
le contour sur les deutons, Xvertex=309, pour un faisceau d' 8He à
3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10_______________________________________ 105
Figure III.61: Matrice (parcours,charge) avec
le contour sur les deutons, Xvertex=818, pour un faisceau d' 8He à
3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10_______________________________________ 105
Figure III.62: Matrice (parcours,charge) avec
le contour sur les deutons, Xvertex=1062, pour un faisceau d' 8He à
3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10_______________________________________ 106
Figure III.63: Matrice (parcours,charge) avec
le contour sur les deutons, Xvertex=1416, pour un faisceau d' 8He à
3.9 MeV/n, dans 1 atm de C4H10_______________________________________ 106
Figure III.64: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur l'état fondamental et l'état excité, Xvertex=309______________________________________________________ 107
Figure III.65: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur l'état fondamental et l'état excité, Xvertex=818______________________________________________________ 107
Figure III.66: Matrice (parcours,angle de
diffusion) avec le contour sur l'état fondamental et l'état excité, Xvertex=1062_____________________________________________________ 107
Figure III.67: Matrice (parcours,angle de
diffusion) sans contour, Xvertex=1416___ 107
CHAPITRE IV: CALCUL DES SECTIONS EFFICACES
Figure IV.1: Section efficace élastique obtenu
avec, le potentiel optique CH89 sans terme résonant, pour la réaction 8He(p,p)8He______________________________________________________ 114
Figure IV.2: Fonction d'excitation calculée
par notre programme et mesurée [REI56] pour le système 12C+p à 90
degrés___________________________________________________________ 115
Figure IV.3: Largeurs de résonance dans un
modèle de particules indépendantes pour différentes valeurs de J et à
différentes énergies_________________________________________________ 118
Figure IV.4: Schéma des configurations possibles
par l'échange n-p à partir du l’9He_ 119
CHAPITRE
V: RÉSULTATS EXPÉRIMENTAUX ET ANALYSE
Tableau V.1: Présentation des résultats
théorique de la littérature_______________ 126
Tableau V.2: Présentation des niveaux adoptés
pour l'9He [TIL01]______________ 126
Figure V.1: Fonction d'excitation de la
diffusion élastique 8He+p aux angles centre de masse 100 et 120
degrés de ce travail, Les barres d’erreur horizontales correspondent à
l’incertitude sur la reconstruction en Xvertex, et donc de l’énergie de la
réaction. Les barres d’erreur verticales correspondent à l’erreur statistique 128
Figure V.2: Fonction d'excitation de la
diffusion élastique 8He+p aux angles centre de masse 100 et 120
degrés de ce travail. Les courbes théoriques sont celles de la figure IV.1_________________ 129
Figure V.3: Comparaison des résultats
expérimentaux de ce travail avec un calcul fait avec le potentiel CH89 et deux
assignations de spin et parités pour chacune des deux résonances observées pour
les angles 100° et 120° centre de masse___________________________________________________________ 130
Figure V.4: Comparaison, des résultats
expérimentaux de la référence [ROG03] pour la fonction d'excitation du système 8He+p
à 180° dans le centre de masse, avec un calcul obtenu avec notre code et le
potentiel de la référence [ROG03], et deux assignations de spin (voir figure)_________________________ 131
Figure V.5: Comparaison des résultats
expérimentaux, avec des calculs de la
fonction d'excitation du système 8He+p à 100° et 120° centre de masse, pour trois énergies de résonance: Er(gs)=2.0,
2.1 et 2.2 MeV, pour la première résonance_________________________________________________ 133
Figure V.6: Résultats expérimentaux du déplacement
Coulombien de ce travail, comparé à d'autres résultats expérimentaux pour les
noyau légers He, Li, Be, pris dans la compilation [ANT85]__ 134
Figure V.7: Comparaison des résultats
expérimentaux, avec des calculs de la
fonction d'excitation du système 8He+p à 100° et 120° centre de
masse, pour différentes largeurs
partielles proton: Gp=10,
15, 20 KeV 135
Figure V.8: Comparaison des résultats
expérimentaux, avec des calculs de la
fonction d'excitation du système 8He+p à 100° et 120° centre de
masse, pour différentes largeurs partielles proton: Gt=100, 150, 200 KeV 136
Figure V.9: Comparaison des résultats
expérimentaux aux angles centre de masse 100,120 de ce travail et 180 degrés
pour la référence [ROG03], avec un calcul utilisant notre code et le potentiel
de la référence [ROG03]________________________________________________________________ 138
Figure V.10: Comparaison des résultats
expérimentaux aux angles centre de masse 100,120 et 180 degrés pour le
potentiel CH89 avec des coefficients de transmission réajustés.________________ 139
Figure V.11: Comparaison des calculs pour
différentes largeurs partielles pour la résonance à 3.1 MeV proton avec les
résultats expérimentaux____________________________________________ 140
Tableau V.3: Résultats expérimentaux de ce
travail__________________________ 141
Figure V.12: Schéma de niveaux 9He
et 9Li_______________________________ 142
Figure V.13: Distributions angulaires
expérimentales pour les énergies de réactions 1.5, 2, 2.5, 3, 3.5 MeV et
distributions calculées, par le code FRESCO, avec C²S=1, pour les énergies de réaction 2 et 3.9 MeV de
la réaction 8He(p,t)6He(g.s.)______________________________________________ 144
Figure V.14: Distributions angulaires
expérimentales de la réaction 8He(p,t)6He pour l'état
excité et pour les énergies de réactions 3, 2.5, 2 et 1.5 MeV______________________________________ 145
Figure V.15: Spectre d'angles laboratoires
obtenu par la somme des projections sur l'axe des angles d'une tranche de
matrice (parcours,angle de diffusion) pour Xvertex=508 mm et Xvertex=552 mm 146
Figure V.16: Sections efficaces
différentielles calculées (avec C2S=4) et points expérimentaux de la réaction (p,d) pour l'état fondamental
pour l' énergie de réaction 2.0 MeV/n__________________ 147
Figure V.17: Sections efficaces
différentielles calculées (avec C2S=4) et points expérimentaux de la réaction (p,d) pour l'état fondamental
pour l'énergie de réaction 2.5 MeV/n__________________ 147
Figure V.18: Sections efficaces
différentielles calculées (avec C2S=4) et points expérimentaux de la réaction (p,d) pour l'état fondamental
pour l' énergie de réaction 3.0 MeV/n__________________ 148
Figure V.19: Sections efficaces
différentielles calculées (avec C2S=4) et points expérimentaux de la réaction (p,d) pour l'état fondamental
pour énergie de réaction 3.5 MeV/n___________________ 148
Figure V.20: Sections efficaces expérimentales
pour la structure observée au dessus de l'état fondamental de l'7He
pour différentes énergies de réaction____________________________________ 149
Figure V.21: Matrice
(parcours;parcours_central) pour Xvertex=503____________ 150
Figure V.22: spectre de la projection sur l'axe parcours_central de la
tranche montrée sur la figure V.21 150
Figure V.23: Matrice
(parcours;parcours_central) pour Xvertex=503 mm________ 152
Figure V.24: Spectre de la projection sur
l'axe parcours_central de la tranche en parcours montrée sur la figure V.24________________________________________________________________ 152
Figure V.25: Relation entre le parcours et
l'angle laboratoire pour les deutons pour différentes énergies du niveau
fondamental_______________________________________________________ 152
ANNEXE:
Figure A.I.1 et A.I.2: caisson MAYA vue de
coté et de face__________________ 173
Figure A.I.3: Cartes latérales de répartition
de champs_______________________ 174
Figure A.I.4: Carte de répartition de champs
de la face d'entrée________________ 175
Figure A.I.5: Cadre des fils de champs pour la
face de sortie__________________ 176
Figure A.I.6: Grille de Frisch__________________________________________ 176
Figure A.I.7: Cadre des fils de champs pour 2
ou 3 fils par rangée______________ 177
Figure A.I.8: face supérieur de l'anode MAYA____________________________ 178
Figure A.I.9: routage interne de l'anode__________________________________ 179
Résumé :
Les développements
récents des faisceaux exotiques, et en particulier avec le dispositif SPIRAL du
GANIL, nous ont permis d'initier l'étude, dans l'9He, de l'inversion
de couches déjà observée dans les isotones N=7, pour le 11Be et le 10Li.
Une partie du travail est consacré à l'étude et au développement d'un détecteur
servant aussi de cible (cible active) appelé MAYA, ainsi qu'au développement
des outils informatiques nécessaires à son exploitation. L'9He a été
étudié par la détermination des propriétés de ses états isobariques analogues
(IAS) dans l'9Li. Les caractéristiques de ces états IAS sont
obtenues par l'analyse des résonances dans les sections efficaces de diffusion
élastique, du système 8He+p entre 2 et 3.9 MeV/n. Une étude rapide
des réactions (p,d) et (p,t) est aussi présentée. Cette étude a permis, par la
comparaison des résultats expérimentaux et des calculs de diffusion potentielle
avec résonances, une assignation de spin et parité pour deux états de l'9He.
Title :
Study of reactions and isobaric analogue states for 8He+p system at low
energy, using the MAYA active-target.
Abstract :
With the resent improvements in the
field of exotics beams, and specially with the SPIRAL facility at GANIL, we
were able to study 9He the shell inversion already known for 11Be
and 10Li, which are two members of the N=7 family. A new detector
was developed and also the software tools for the data analysis. This detector
is at the same time the target (active-target)and is called MAYA. The 9He
was studied by determining the properties of its isobaric analogue states in 9Li.
The characteristics of the IAS states were determined by an analysis of the
resonances in the elastic scattering cross section for 8He+p from 2
up to 3.9 MeV/n. A study of (p,d) and (p,t) reactions was done too, in this
domain of energy. By comparing the experimental results with calculations, an
assignation of spin and parity for two states in 9He was possible.
Mots
clés /Key words:
Instrumentation
(Physique nucléaire) / Instrumentation
(Nuclear physics)
Structure nucléaire / Nuclear structure
Resonance / Resonance
Diffusion élastique / Elastic
scattering
Discipline :
Physique nucléaire / Nuclear Physics
Thèse préparée au
:
GANIL : Grand Accélérateur National d'Ions
Lourds
Boulevard Henri BECQUEREL
B. P. 55027 14076 CAEN CEDEX 5 FRANCE
