Télécharger le fichier pdf d’un mémoire de fin d’études
Int´erˆet de 14O
14O repr´esente un cas id´eal pour ˆetre etudi´ par arrachage d’un nucl´eon et permettre de tester le ph´enom`ene de r´eduction des sections efficaces mesur´ees par rapport aux pr´edictions th´eoriques d´ecrit pr´ec´edemment. En effet, ce noyau riche en protons poss`ede une grande diff´erence d’´energie de s´eparation (ΔS = Sn – Sp) de 18.5 MeV. D’apr`es la syst´ematique de la figure 1.2, on s’attend `a ce que la section efficace exp´erimentale d’arrachage d’un neutron pr´esente un fort d´esaccord avec les pr´edictions th´eoriques combinant facteurs spectrosco-piques du mod`ele en couches et mod`ele de r´eaction eikonal. D’autre part, les noyaux issus de l’arrachage d’un nucl´eon (13O et 13N) ne pr´esentent aucun ´etat excit´ li´e et permettent de mesurer la distribution en moment parall`ele pour leur ´etat fondamental sans avoir recours a` des co¨ıncidences γ pour soustraire la population d’´etats excit´es.
Du cˆot´e th´eorique, les facteurs spectroscopiques estim´es a` partir d’un calcul de mod`ele en couches utilisant l’interaction WBT restreinte a` l’espace de valence πsd − νsd [16] sont tr`es proches du mod`ele de particules ind´ependantes et confirment l’image d’un noyau magique en protons et a` couche quasi-ferm´ee en neutrons (voir Tab. 2.1). On peut ainsi v´erifier l’extraction des facteurs spectroscopiques sur un noyau pour lequel il n’y a pas d’ambigu¨ıt´e majeure sur sa structure. Pour l’arrachage d’un neutron et d’un proton, on s’attend `a enlever un nucl´eon de moment angulaire ℓ = 1 et `a obtenir des distributions en moment de formes similaires.
Rappelons que ce noyau a aussi et´ choisi afin d’ˆetre etudi´ en transfert (d, t) et (d,3 H e) `a basse ´energie au GANIL afin de permettre une analyse comparative des facteurs spectro-scopiques d´etermin´es via les deux m´ecanismes de r´eaction.
Int´erˆet de 16C
Le 16C pr´esente l’avantage d’avoir d´ej`a et´ etudi´ a` plusieurs reprises via l’arrachage d’un neutron faiblement li´e au NSCL sur une cible de 9Be a` 62 MeV/nucl´eon et au GANIL sur une cible de 12C a` 55 MeV/nucl´eon [19, 24]. Le r´esidu de 15C ne poss`ede qu’un ´etat excit´ li´e a` 740(2) keV d’une dur´ee de vie de 2.61(7) ns [25] qui est peupl´ lors de l’arrachage d’un 1 National Superconducting Cyclotron Laboratory neutron de la couche d5/2 du 16C. Cette mesure de la r´eaction 16C(9Be, X)15C servira de r´ef´erence pour valider la m´ethode exp´erimentale et les diff´erentes ´etapes de l’analyse pour les autres r´eactions.
En plus de l’arrachage d’un neutron servant de r´ef´erence, 16C (Sn = 4.25 MeV, Sp = 22.56 MeV) nous permet de tester le ph´enom`ene de r´eduction dans la zone de ΔS tr`es elev´e en arrachant un proton fortement li´e `a un noyau riche en neutrons. Le facteur spectroscopique correspondant `a l’arrachage d’un proton sur l’orbitale p3/2 du 16C a et´ evalu´e `a 2.87 (Tab.2.1). Tout comme pour l’14O, la mesure de la section efficace de cette r´eaction doit permettre de d´eterminer si une r´eduction significative existe par rapport aux pr´edictions th´eoriques.
La spectroscopie de l’´ejectile lourd de cette r´eaction, 15B (Sn=2.8 MeV), a d´ej`a et´ ef-fectu´ee. Deux ´etats excit´es li´es ont et´ mis en ´evidence par spectroscopie γ en vol du 15B produit par fragmentation au GANIL [26], puis confirm´es `a plusieurs reprises [27, 28]. Les ´energies mesur´ees pour ces deux transitions ainsi que le sch´ema de niveaux r´esultant sont com-par´es sur la figure 2.1 tir´e de [26] `a des calculs de mod`ele en couches dans l’espace de valence (π0p – ν1s0d ). L’interaction WBT reproduit bien la s´erie d’´etats observ´es exp´erimentalement constitu´ee d’un fondamental 3/2− et de deux ´etats excit´es successifs 5/2− et 7/2−. Le multi-plet d’´etats de parit´e n´egative allant d’un spin 1/2− `a 7/2− est expliqu´ par le couplage entre un trou dans la couche p3/2 et l’´etat 2+ excit´ du 16C [26].
Les seuls ´etats de parit´e n´egative pouvant ˆetre peupl´ par l’arrachage direct d’un proton des couches spsd sont limit´es `a J π = 1/2− et J π = 3/2−, ce qui exclue la population directe des ´etats excit´es li´es 5/2− et 7/2− observ´es exp´erimentalement.
Dispositif Exp´erimental
Dans cette partie, toutes les ´etapes du protocole exp´erimental mis en place pour ´etudier les r´eactions d’arrachage d’un nucl´eon sur le 16C et l’14O sont d´ecrites, de la production du faisceau `a la d´etection des r´esidus et de leurs γ de d´esexcitation.
Principe
Lors d’une exp´erience d’arrachage d’un nucl´eon (knockout), un faisceau radioactif compos´e du noyau d’int´erˆet AX interagit avec une cible nucl´eaire l´eg`ere (ex : 9Be). Les produits de r´eaction sont ensuite d´etect´es et analys´es a` l’aide d’un spectrom`etre magn´etique (S800). Leurs photons de d´esexcitation sont d´etect´es en co¨ıncidence par un ensemble de d´etecteurs germanium segment´es dispos´es autour de la cible (SeGA). Le knockout est identifi´ par la d´etection d’un r´esidu A−1X.
L’objectif est d’acc´eder aux sections efficaces partielles de cette r´eaction vers les diff´erents ´etats finaux du r´esidu ainsi que les distributions en moment parall`ele (moment projet´ selon la direction du faisceau) correspondantes.
Production des faisceaux d’ions radioactifs
Faisceau Primaire
Des atomes stables `a l’´etat gazeux (ici 18O) confin´es par un champ magn´etique sont ionis´es par collision avec des ´electrons rapides mis en mouvement par des ondes microm´etriques (m´ethode ECR1). Ces ions sont extraits de cette source par application d’une haute tension (jusqu’`a 30 kV). Un ´etat de charge de ce type d’ion est ensuite s´electionn´ puis transmis au premier cyclotron.
Ce premier cyclotron K500 acc´el`ere ce faisceau d’ions d’18O de faible ´etat de charge (Q = 3) et de haute intensit´ `a une ´energie d’environ 15 MeV/nucl´eon vers le second cyclo-tron K1200. A l’entr´ee du K1200, les ions traversent une feuille mince de carbone pour ˆetre compl´etement epluch´es et atteindre un ´etat de charge Q = 8. La constante K pour un cyclo-tron indique l’´energie maximum en MeV `a laquelle un faisceau de protons peut ˆetre acc´el´er´. Pour les ions plus lourds, l’´energie maximum pouvant ˆetre atteinte est proportionnelle au rapport (Q2/A). Dans cette exp´erience, on acc´el`ere de cette fa¸con un faisceau primaire d’18O `a 120 MeV/nucl´eon.
Faisceau secondaire
Les faisceaux d’ions radioactifs aux ´energies interm´ediaires sont g´en´eralement produits par fragmentation en vol. Le faisceau primaire d’18O d’une intensit´ d’environ 125 pnA est envoy´ sur une cible de production de 9Be (1034 mg.cm−2). Parmi les nombreux produits de fragmentation on trouve les noyaux que l’on cherche `a ´etudier, 14O ou 16C. Ils se d´eplacent environ a` la mˆeme vitesse que le projectile ce qui constitue l’avantage de cette m´ethode.
Pour s´eparer les noyaux d’int´erˆet des nombreux autres r´esidus de fragmentation et du faisceau primaire, on utilise le spectrom`etre A1900 [29, 30]. Les ions sont s´electionn´es par l’analyse magn´etique et la perte d’´energie de la mani`ere suivante :
Fig. 3.3 – Identification par temps de vol des noyaux pr´esents dans le faisceau secondaire produit pour l’´etude de l’14O
La trajectoire d’un ion de charge Q et de moment P dans un champ magn´etique constant B a une trajectoire d´evi´ee avec un rayon de courbure ρ qui v´erifie la relation : Bρ =P= γβcuA(3.1) QQ o`u u est l’unit´e de masse atomique, β = v/c et γ = (1 − β2)−1/2. Comme nous travaillons avec des ions compl´etements epluch´es, Q = Ze. D’autre part, d’apr`es la formule de Bethe Bloch, lorsqu’une particule de charge Z traverse un milieu mat´eriel sa perte d’´energie v´erifie : ΔE ∝ Z1.73 (3.2)
Dans la premi`ere partie du A1900, les fragments secondaires sont d´evi´es par le champ magn´etique g´en´er´ par les deux premiers dipˆoles. Ainsi d’apr`es la formule 3.1, on effectue une premi`ere s´eparation en A/Q. Le maximum de dispersion est atteint au point image 2 (Fig. 3.2) o`u est plac´e un d´egradeur de 3 mm (1050 mg.cm−2) d’aluminium. En ralentissant dans ce d´egradeur, les fragments perdent une ´energie d´ependante de leur charge au carr´e suivant la relation 3.2. Cette perte d’´energie, combin´ee `a l’ajustement de la rigidit´e magn´etique (Bρ) de la seconde partie du A1900, permet, avec des fentes au plan focal, une s´election compl´ementaire `a la s´eparation en A/Q initiale. L’´epaisseur et la forme du d´egradeur peuvent ˆetre calcul´ees pour optimiser cette s´eparation et conserver les conditions d’achromaticit´e dans le plan focal [31]. Enfin, des fentes dans le plan dispersif image 2 ont et´ utilis´ees pour ajuster l’acceptance en moment Δp/p (ici 6 1%) et dans le plan focal pour optimiser la s´election du noyau d’interˆet parmi les fragments restant.
Le faisceau secondaire en sortie du A1900 peut encore contenir diff´erents noyaux dans des proportions variables, on parle alors de contaminants. On les identifie `a l’aide d’un temps de vol entre deux scintillateurs plastiques situ´es dans le plan focal du A1900 et le plan objet du spectrom`etre S800 qui suit. Ces deux scintillateurs sont espac´es d’environ 30 m soit un temps de vol moyen de 290 ns pour un noyau de 14O `a 60 MeV/nucl´eon.
Fig. 3.4 – Sch´ema du spectrom`etre magn´etique de haute r´esolution S800 avec l’ensemble de d´etecteurs germanium segment´es SeGA mont´e autour de la cible.
Pour cette exp´erience, le r´eglage du A1900 a et´ optimis´e une premi`ere fois pour d´elivrer un faisceau de 16C a` 77 MeV/nucl´eon pur a` 99(1)% et une seconde pour d´elivrer un faisceau cocktail d’une intensit´ moyenne de 4.105 part.s−1 contenant 13(2)% d’14O a` 57 MeV/nucl´eon (Fig. 3.3). Un meilleur taux d’14O aurait pu ˆetre atteint en utilisant un faisceau primaire d’16O mais nous souhaitions minimiser le temps de r´eglage de la machine en effectuant les deux mesures a` la suite sans changer de faisceau primaire. Comme l’´etude de l’arrachage d’un nucl´eon a` partir de l’14O ne n´ecessite pas de mesure de γ en co¨ıncidence, ces conditions furent suffisantes pour la r´ealiser en 20h de prise de donn´ees et en ´economisant le temps n´ecessaire a` un changement de faisceau primaire.
Le spectrom`etre magn´etique S800
Le faisceau secondaire est ensuite envoy´ dans le spectrom`etre S800 [32] pour inter-agir avec la cible de 9Be de 188 mg.cm−2 (Fig. 3.4). Les produits de r´eaction sont s´epar´es magn´etiquement par le spectrom`etre et une mesure en co¨ıncidence des photons est effectu´ee par un ensemble de d´etecteurs germanium segment´es SeGA (Segmented Gamma Array) [33] mont´e autour de la cible.
Le spectrom`etre magn´etique S800
Principe et caract´eristiques
Principe
Un spectrom`etre magn´etique permet de mesurer la quantit´e de mouvement des noyaux en sortie de cible. Pour un champ magn´etique constant, toutes les particules ayant un mˆeme rapport P /Q vont converger en un mˆeme point dans le plan focal du spectrom`etre (voir ´equation 3.1). En pratique, on fixe la rigidit´e magn´etique centrale du spectrom`etre Bρ0 pour centrer les particules d’impulsion p0 et de charge Q0 d’int´erˆet dans l’axe optique du spectrom`etre. Une variation de quantit´e de mouvement δp par rapport `a cette impulsion de r´ef´erence p0 va induire un d´eplacement dans le plan focal. Ainsi une mesure de cette position Xf permet de remonter `a la mesure de δp. Pour cela on d´efinit la dispersion D d’un spectrom`etre par :
δp
Xf = D p0 (3.3)
Pour le S800, cette dispersion dans le plan focal est d’environ 9.6 cm/%.
Caract´eristiques
Le S800 est un spectrom`etre magn´etique de haute r´esolution (δp/p ≃ 1/10000) et de large acceptance (20 msr et 5% en moment) dont le plan dispersif a la particularit´e d’ˆetre vertical. Il est compos´e de deux parties : une ligne dite d’analyse utilisant une s´erie d’aimants supra-conducteurs et un spectrom`etre lui-mˆeme compos´e de deux dipˆoles. Le S800 peut fonctionner selon deux modes :
– Un mode focalis´e o`u la ligne d’analyse est achromatique et focalise en moment le faisceau sur la cible. On obtient dans le plan focal une distribution en moment des ´ejectiles dont la largeur inclue la largeur en moment du faisceau incident.
– Un mode achromatique o`u la ligne d’analyse et cette fois dispersive en moment sur cible puis cette dispersion est compens´ee par le spectrom`etre.
Dans notre exp´erience, nous avons utilis´e le mode focalis´e. Les distributions en moment des produits de r´eaction etudi´es s’´etendent sur environ ±5% par rapport `a une rigidit´e magn´etique centrale donn´ee (voir Tab. 3.1). Plusieurs mesures centr´ees sur diff´erentes ri-gidit´es magn´etiques (Bρ0, Bρ0 ±2.5%) furent n´ecessaires pour mesurer l’int´egralit´ de ces distributions. Les rigidit´es magn´etiques appliqu´ees au cours de l’exp´erience et mesur´ees par une sonde `a r´esonance magn´etique nucl´eaire sont r´ecapitul´ees dans le tableau 3.1. Nous avons choisi un recouvrement des diff´erentes mesures afin de contrˆoler la normalisation et la forme des distributions ind´ependamment de l’acceptance du S800.
Pour les deux faisceaux secondaires, la largeur en moment Δp/p est inf´erieure `a 1% (grˆace `a la fermeture de fentes au niveau du A1900) et comme nous souhaitons mesurer des distri-butions s’´etendant sur environ 10%, nous nous sommes affranchis de la mesure de trajectoire en amont de la cible. N´eanmoins il sera n´ecessaire de convoluer les distributions th´eoriques obtenues `a partir du mod`ele de r´eaction avec le profil en moment du faisceau pour pouvoir comparer aux r´esultats exp´erimentaux.
D´etecteurs du plan focal
Le syst`eme de d´etection du plan focal du S800, d´ecrit en d´etails dans la r´ef´erence [34], permet d’identifier en masse et en charge les r´esidus de r´eaction mais aussi de d´eterminer leur trajectoire.
Chambres `a d´erive
Les ´ejectiles transmis au plan focal vont tout d’abord traverser deux chambres `a d´erives distantes d’un m`etre. Ces deux chambres permettent de mesurer les coordonn´ees de l’´ejectile (x1,y1) et (x2,y2) dans leurs plans et d’en d´eduire la position (Xf ,Yf ) dans le plan focal ainsi que les angles de la trajectoire θf et φf respectivement dispersif et non-dispersif. Dans notre cas, le plan focal est directement le plan de la premi`ere chambre a` d´erive.
Chaque chambre poss`ede une surface active de 59×30 cm remplie d’un m´elange de CF4 (80%) et de C4H10 (20%) `a une pression de 40 Torr. Le passage d’un noyau ionise le gaz et les ´electrons ainsi cr´e´es d´erivent sous l’effet d’un champ ´electrique vers la grille de Frisch puis g´en`erent une avalanche au voisinage d’un fil d’anode. Le mouvement de ces charges induit des signaux sur un plan de 224 pads de 2.54 mm de large et de 1.5 cm de profondeur (Fig. 3.5). Pour chaque pad, le signal acquis est echantillonn´e sur 700 ns par p´eriode de 50 ns puis int´egr´ afin d’´evaluer la charge totale collect´ee. Le centre de gravit´e du profil de charge ainsi obtenu, nous donne la position x le long du fil selon l’axe dispersif du spectrom`etre. Une r´esolution en x inf´erieure `a 0.51 mm (soit δp/p ≃ 5.10−5 ) a et´ mesur´ee avec un faisceau test de 22Ne `a 80 MeV/u [34]. La position y selon l’axe non-dispersif est obtenue a` partir de la mesure du temps de d´erive des ´electrons. Ce temps est estim´ entre l’arriv´ee d’une particule dans le plastique derri`ere la chambre et l’arriv´ee d’un signal sur le fil d’anode, le temps de vol entre les chambres `a d´erive et le plastique ´etant n´egligeable devant le temps de d´erive.
|
Table des matières
1 Introduction
1.1 Les r´eactions directes
1.2 Facteurs spectroscopiques
1.3 Probl´ematique
1.4 Programme de recherche
I Arrachage d’un nucl´eon `a partir des noyaux 14O et 16C
2 Motivations
3 Dispositif Exp´erimental
3.1 Principe
3.2 Production des faisceaux d’ions radioactifs
3.3 Le spectrom`etre magn´etique S800
3.4 Spectroscopie γ des r´esidus avec SeGA
3.5 Syst`eme d’acquisition et de d´eclenchement
4 Analyse
4.1 Distributions en moment parall`ele : Analyse du S800
4.2 Spectres γ : Analyse de SeGA
4.3 Contaminant 12Be dans la r´eaction 16C(9Be,X)15B
5 R´esultats et Discussion
5.1 Formalisme de Glauber
5.2 Arrachage d’un nucl´eon sur 16C
5.3 Arrachage d’un nucl´eon sur 14O
5.4 V´erification
5.5 Discussion
Conclusion
II Transfert d’un nucl´eon `a partir du noyau 14O
6 Dispositif Exp´erimental
6.1 Contexte de l’exp´erience
6.2 Faisceau SPIRAL
6.3 Cibles
6.4 D´etecteurs de faisceau CATS
6.5 Dispositif MUST2
6.6 Spectrom`etre VAMOS
6.7 D´eclenchement
7 Analyse
7.1 Caract´erisation du faisceau avec les CATS
7.2 Caract´erisation des particules l´eg`eres dans MUST2
7.3 Identification des ´ejectiles dans VAMOS
7.4 Cin´ematiques et Spectre en ´energie d’excitation
8 R´esultats et Discussion
8.1 Distributions Angulaires
8.2 Formalisme DWBA et CRC
8.3 ´Etude en voies coupl´ees de l’16O
8.4 ´Etude en voies coupl´ees de l’14O
8.5 Analyse DWBA de l’14N
Conclusion et Perpectives
A Cin´ematique
A.1 Calcul du moment parall`ele `a partir d’une variation d’´energie
A.2 Cin´ematique `a deux corps
B Publication
C Coupure en moment du r´esidu
D Electronique de l’exp´erience E569s
Télécharger le rapport complet
