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par

Hasunne DEKKINH]

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Institut National

de Physique Nucléaire

et de Physioue

des Part icules

Université

Louis Pasteur

de Strasbourg

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pour obtenir fc gnde de

DOCTEUR

DMLvmvtËsmsLOUISPAsœmDfsTMAin -uni

Ettidl du champ transitoire hypnriin aglMant mir I» noyau «cite 'eO{6.aM/V.t-j

t tics feuilles tnaKn&iquM (Ut F « (>t ni* Gadolinium

Stmlnei fc tjetUt MS Utmtà 11 i

U.M.VOLTI FlMinil«tR«M«lrariMmv tLj.cADvarr M / C U B M. ff. 8BKGMU Supporlnr nnrrar M. tt m i m y. K.B. SPSIDBL Itombr* in«Hc

fyflp UMVEROTE LOWS PASTEUR • FEvmen m s

LISTE DES PROFESSEURS. MAITRES DE CONFERENCES

DIRECTEURS ET MAITRES D E RECHERCHE CJI .R.S. ET I J1&E.RJN.

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Professeur U.ROOS Professeur CCONRAUX M_de Recti. A.CORET

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Secrétaire Général

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Directeur Jean-Marie MANTZ Oirecteur Jean SCHWARTZ

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Af i ta ïkMatap* J C O T T E N I E PHILIPPE R RENAUD BviOaHiif ir R I obtmnqvi P B F V I L L F EMtiwinel . mttMbcrl. * t WvtHl. PREYS Chir.rH" H t o L f r m u ' r Cglmtr J.BITTER CvntcDl M O t » t f | r . w « E ROEGEL PiMuiMtegif fAiiiretopi* J V RUCH J i t f ^ m M K R l t v nuMPLE n Einfanral.RlMRfplipl M>RfFHt A 5 A C R E Z ClHllBlDijlt CSf tUl /ACF O o W g . i tnl int l l l 0 5 *1 /A CrVrurrji. pll*>r*lt CSCHAFf fllWiDeBfll E S C r t V l M C f CUn.ihM*r%heit, M «>4W»W^'fnVliH JSCWWAftTZ •«kirnucoUl M M f c i W **p+rtmtm*f A S W l i V ClaOUJU* **>llll»>«4»» A «ste* Aaaii»>>> M « f t t W f k t a t w l SINGE I I CU"sqr» p««Mf l i i «>e «T AA«Hr> l » * I O « C «

CU"sqr» p««Mf l i i «>e «T AA«Hr>

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A mon pt'SLC

A ma. mè-ie

A mes foe ties et iocuA-i

I N T R O D U C T I O N

- 1 -

Lorsque les états nucléaires ont des durées de vie très courtes, de

Tordre de la picoseconde, la mesure de leur facteur gyromagnétique nécessite

des champs magnétiques de plusieurs méga-gauss. Seuls des champs atomiques

hyperfins produits par les électrons des couches profondes sont capables de

perturber la cor ré la t ion angulaire gamma. En p a r t i c u l i e r , lorsque le noyau

recule dans un mi l ieu ferromagnétique deux sortes de champs peuvent agir :

- Le champ stat ique qui agi t sur le noyau implanté, dépassant rarement le

mégagauss.

- Le champ t r a n s i t o i r e B C T qui agi t uniquement sur le noyau en mouvement

dans la matrice et peut at te indre plusieurs méga-gauss.

Les succès de la méthode du champ t r a n s i t o i r e appliqué à la mesure des moments

magnétiques ont été démontrés lors de maintes expériences, en par t i cu l ie r

l o r s q u ' i l s 'ag i t des états de spin élevé de noyaux déformés.

Ce champ a été activement étudié depuis sa découverte en 1968 dans plusieurs

laborato i res. On a d'abord é tab l i sa var ia t ion avec la vitesse i n i t i a l e et le

numéro atomique de l ' i o n puis l ' i n f luence du mi l ieu de recu l .

La question clé d'une meil leure compréhension du champ t r ans i t o i r e semble l i ée

au mécanisme par lequel la po lar isat ion in i t ia lement l iée au ferromagnétique est

transférée à l ' i o n de recu l . Cet aspect n'a pas été suffisamment étudié jusqu'à

présent, autant dans le domaine expérimental que dans les approches théoriques

pour décr i re le phénomène.

Concernant le domaine expérimental, on ne sai t que peu de chose sur le degré de

po lar isa t ion de l ' i o n dans le ferromagnétique. Ceci est dû au f a i t que le champ

t r a n s i t o i r e est déterminé par le produit de la polar isat ion par la f rac t ion

ionique de la conf igurat ion électronique part i cu l ière dont la valeur n'est

généra lement pas connue, s u r t o u t dans l e s o l i d e . De p l u s , des ions

mult i -é lectroniques impliquent des contr ibut ions de plusieurs termes aux B r T

pour lesquels on ne connaît pas encore l ' o r i g i ne de la po la r i sa t ion . Cependant,

les ions hydrogéno'ides sont des sondes mieux adaptées.

Pour ces ions, la physique atomique est plus simple et la s i tua t ion devient

contrôlable puisque le champ t r ans i t o i r e est nettement dominé par le terme de

contact de Fermi d'un électron 1s. La détermination de la polar isat ion Ef fect ive

- ? -

d'un tel électron, sa variation avec la vitesse ionique et sa dépendance de la

natrice ferronagnétique devraient alors fournir une infornatlon détaillée sur le

aêcanisne sousjacent du transfert de polarisation. Le degré d'ionisation élevé

nécessaire pour des expériences dans ces conditions n'est disponible dans notre

laboratoire que pour les ions légers. Des mesures du B„, avec de telles sondes

nécessitent des vitesses de l'ordre de la vitesse de Bohr de l'électron de la

couche K.

Pour déduire le degré de polarisation â partir des mesures du champ transitoire,

une connaissance indépendante de la fraction ionique avec ui. ïeul électron est 16 19

absolument nécessaire. En ce qui concerne les ions légers tels que 0, F et

28

Si les fractions de vacances ont été heureusement mesurées après le recul dans

les matrices Fe, Co, Ni . Ainsi le degré de polarisation peut être directement

déduit des champs B-. mesurés.

En ce qui concerne en particulier les ions d'oxygène dans le Fe, de grandes

fractions d'ions avec un seul électron dans la couche K ont été mesurées même à

faibles vitesses. Une interprétation valable est alors possible et e l le permet

de comprendre le rôle des électrons des couches externes dans la polarisation de

la couche K, (dans le cas de quelques MeV/A d ' é n e r g i e de r e c u l ) .

Dans ce travai l nous nous sommes attachés â l'étude du champ transitoire de

l ' ion oxygène {dont le noyau a été excité â l 'état 3". t - 26.6ps) reculant dans

le Fe et le Gd. Notre but est de :

- Mesurer avec précision B^T en améliorant les mesures à l'aide de la

réaction directe ' 6 D ( s , V ) e t inverse 4 H e ( , 6 0 , . ) .

- Déterminer les degrés de polarisation et testei les aëc :nismes de

transfert.

- Vérif ier la proporticial i te du B,- â la densité des électrons polarisés

du ferromagnétique dans le cas du Fe et du Gd. bie propriété qui sewblait bien

établie jusqu'à nos travaux

- 3 -

- Tester les formes empiriques destinées a calibrer le champ pour des extrapolations.

Ce mémoire a ét i scindé en quatre parties : la premiere Introduit le champ transitoire, les modèles simples à l'origine, les mécanismes responsables du transfert de polarisation et la théorie des corrélations angulaires perturbées. Dans la deuxième partie nous avons décrit le disposlif expérimental ainsi que la méthode d'analyse. Les résultats expérimentaux sont présentés au chapitre 111, la quatrième partie est réservée â leur interprétation et a la discussion.

C H A P I T R E I

GENERALITES

I . a . Introduction am d a > magmftique transitoire

L'action d'un chaap magnétique B s j r un noyau excité produit une

precession du spin qui se traduit par une rotation d'un angle 4 de l a «

corrélation angulaire gamma, produit de !a frequence de Lamor * t e l l e que « « S

par I t temps d' interaction.

t> • 9 t i N I moment magnétique du noyau

g • facteur gyron.agnêtlque

Uu «magneton nucléaire (= ng/2D00)

L'une des méthodes uti l isées pour la détermination expérimentale du facteur g

consiste a mesurer la précession » sachant que:

0 « uit > Sçi (radian/Mêga-gauss/nanoseconde)

Ainsi, lorsque la durée de vie de l 'é ta t excité est suffisamment longue (de

l'ordre de la nanoseconde), des champs magnétiques externes de l'ordre du KG

suffisent pour la détermination. Mais ues champs de plusieurs méga-gauss, te ls

que les champs internes, sont nécessaires lorsqu'il s'agit des noyaux ayant des

durées de vie très courtes (de l'ordre de la picoseconde). Les champs Internes

possibles sont :

• les champs des couches «toniques

• les champs cristallins.

En part icul ier , lors du recul de l ' ion dans un réseau ferromagnétique, 11 peut

être soumis a deux sortes de chaaps magnétiques internes : statique et

:-ans1totre.

A. Champ statique

Le champ Statique agit uniquement sur les n„ •..: ce l tes et au repos dans un

milieu ferromagnétique. Son 1nt»nsitf est gênËrûluJânt inférieure au méga-gauss.

Un modèle Simple à l 'origine a été fonjulê en 1963 I0AN68I

La technique uti l isée pour déterariner le facteur g consiste i implanter des noyaux radioactifs dans le Fe et d'étudier la perturbation de la corrélation angulaire. On rappelle que le ferromagnétisme est attribué aux électrons des couches internes Incoaplèteaent reaplies. Pour le Fe, Co et Ni ce sont les électrons 3d, alors que dans le cas des terres rares par exeaple le Gd, ce sont les électrons 4f et dont le ferromagnétisme est de nature très différente.

B. Chaap transitoire

Pour des états de durée de vie très courtes, les noyaux excités sont produits i l 'aide des réactions nucléaires. I ls reculent alors directement dans le réseau ferromagnétique. Cette méthode de recul a été appelée IMPACT "Ion implanted perturbed angular corrélation technic" [B0R66].

En 1966, lors des mesures du facteur g des premiers états excités 2+ des isotopes du Te, Borchers et a l . ont observé un effet transitoire superposé 4 l 'ef fet du champ statique [B0R68). Les résultats obtenus montrent que les facteurs g mesurés sont plus grands que ceux prévus théoriquement pour les isotopes pa1r-pa1r g =Z/A. D'autres expériences ont été reprises sur différents noyaux tels que Mo, Ru, Cd, ...(GR066I dont les durées de vie s'étalent sur une gamme de S i 70 ps. Les angles de précessions mesurés par ta méthode "IMPACT" sont portés en fonction des angles mesurés par la méthode radioactive sur la figure 1.1. On renrque que les points expérimentaux ne se placent plus sur la première bissectrice, mais sur une droite parallèle. On peut conclure qu'une rotat ion négative s 'a jou te à ce l l e due au champ s ta t i que . Ceci prouve l'existence d'un champ Intense n'agissant que sur l ' ion en mouvement dans le ferromagnétique appelé "chaap magnétique transitoire". I l est caractérisé par les propriétés suivantes :

- I l a la mène direction que le champ d'aimantation du ferromagnétique. - 11 agit pendant le freinage de l ' ion dans le ferromagnétique qui dure

une picoseconde. - La grandeur de ce champ et la durée de freinage montrent qu' i l est plus

intense que le champ statique et atteind plusieurs méga-gauss.

* • 80 •

/ j£ *Hg • Ru

60

2 ï t o

/ * »Ft, xCd • W + Pd

3 - ' /T1 »Pt

2U -

1 | * ' • < i • i i i i i

-20 / *, 40 60 80 100

/ / (UT) STATIQUE ( W O d )

/ - 2 0 -*

Fla.I.l : Angle de précession mesuré par la méthode "Impact" en fonction

de celui mesure par la méthode radioactive.

S E

lu

I

Flg

0 1 2 3 4 5 RECOIL VELOCITY v/c (%)

.1.2 Deviation frappante entre les points «sures et le modèle de L.W

- 7-

I . b . Modèle du champ transitoire aagnétigue

La forte intensité de ce champ permet la mesure du facteur g d'une grande

classe de noyaux ayant une très courte durée de v ie . Pour ce fa i re on est amené

i bien connaître ce champ notamment sa variation avec la vitesse instantanée de

recul ainsi qu'avec le numéro atomique de l ' i on . Ces dernières années, l'étude a

porté sur t rois points essentiels.

1 . Comprendre l 'origine de ce champ.

2. Mesurer le champ transitoire pour des vitesses définies et des moments

magnétiques connus.

3. Etablir un calibrage de ce champ.

En e f fe t , dès 1968 Borchers et a l . (B0R68J ont suggéré que les ions de recu l

captent des électrons polarisés du milieu ferromagnétique. Les é lec t rons des

couches ns sont responsables d'un grand champ de contact qui peut ê t r e a

l 'origine du champ transi toire . Jusqu'à présent, aucune théorie n'a été capable

de reproduire tous les résultats expérimentaux por tant sur l ' o b s e r v a t i o n du

champ pendant tout le freinage de l ' i o n . Deux approches théor iques ont été

formulées, à savoir, d'une part, la théorie de Lindhard-Winther [LIN7T ] mise en

échec pour la première fois à Strasbourg IFOR.751, d'autre part, la r e p r i s e de

la suggestion originale de Borchers et a l . IB0R6S| par l 'équipe de Strasbourg

(F0R275j puis celle d'Utrecht (EBE75]-

A. Modèle de Llndhard-Winther

Après la découverte du champ transitoire, de nombreuses expériences ont

été fa i tes sur des noyaux ayant des numéros atomiques Z > 26 et reculant dans le

Fe avec des vitesses vion/v0 < 0.03.

v = c/137 c'est la vitesse de l'électron sur l 'orbite de Bohr. o

En 1971, Lindhard et Uinther ont tenté d'interpréter ces résultats i l 'aide d'un

modèle théorique fondé sur le phénomène familier de la diffusion coulombienne

des é lec t rons p o l a r i s é s du m i l i e u ferromagnét ique par l ' i o n de r e c u l .

En e f f e t , lorsque les électrons polarisés du Fer sont diffusés par un champ

Coulombien a t t rac t i f , leur densité devient très grande au centre de diffusion.

Cela peut être i l 'origine de la création d'un champ magnétique intense.

-8-

Selon cette théorie le champ sera décrit par 1'expression suivante :

B C T{v,z) = H.ï. «g X (,r)

„3 Vg : magneton de Bohr

N : nombre d'atomes par ctnJ

ç : nombre d'électrons polarisés par atome (ils sont donnés dans le tableau n°l) [KIT71].

v!r) : v , t e s s e relative de l'électron dans le système propre de l'ion

Xiv p); facteur d'amplification de la densité électronique et qui est donné par

X(v r) = Z.Z v 0/v ( r,

En introduisant le paramètre "vitesse moyenne des électrons polarisés" v et la P

vitesse v des ions on aura

X(v) = 2.Z v Q/v f(v)

f(v) est une fonction définie par

f ( v | •c V h pour v > v

pour v < v

élément Fe Co Ni Gd

K 2.2 1.72 0.616 7.2

Tableau n° l

La formule f inale donnant le champ transitoire sera alors

B C T (v ,Z) u„-N-Ï.Z VP s 1 v ' v p

1 v„/v si v » v

-9-

_2

La constante 16j- ug.K.C prend la valeur 93 KG pour le Fer et 107 KG pour le Gd.

On remarqua dans l'expression (1) que le chap est inversement proportionnel a

la vitesse pour v > v , par contre il est proportionnel au numéro atomique Z

ainsi qu'a la densité des électrons polarisés du ferromagnétiquevg.N.c. Murnick

et al. [HUBM|oRt ajusté la valeur du paramètre v en étudiant le cas

particulier du Fe reculant dans le Fe avec des états nucléaires de très courtes

durées de vie. Le meilleur accord avec la théoi le de Lindhard-Uinther a été

obtenu en prenant v = 0.4 v Q.

Cette théorie a été capable d'expliquer la plupart des résultats existants et

concernant les noyaux moyens et lourds reculs it à une vitesse v de l'ordre de

v . La dépendance du champ transitoire vis à vis de la vitesse de recul a été

mise en cause en 1975 à Strasbourg |FOR,75> E" effet, lors de leurs expériences

avec les noyaux oxygène et azote reculant dans le Fer a v m a x = 2 V Q T le champ

mesuré est différent d'un facteur deux de celui prédit par la théorie de

L1ndhard-W1nther.

Ces résultats ainsi que les résultats postérieurs [EBE75] [F0R76] montrent

clairement que ce modèle est incapable d'expliquer le champ intégral S haute 90

vitesse de recul. Sur la figure 1.2 nous avons présenté le cas du Si reculant dans le Fe, on remarque la déviation frappante entre les points expérimentaux et la courbe de Lindhard-Winther.

S. Nadële des électrons polarisés

La déviation entre les résultats expérimentaux et les valeurs prédites par le modèle Lindhard-Uinther met en évidence la nécessité de modèles plus sophistiqués. En effet, Forterre et al ont repris l'idée originale de Borchers et a l . [B0R68I basée sur le phénomène de capture d'électrons polarisés du milieu ferromagnétique par l'Ion de recul pour expliquer l ' intensité et le comportement du champ en fonction de la vitesse.

_10-

1 . Principe du nodele

Lors du passage d'un ion dans un sol ide avec une vi tesse i n i t i a l e de

l ' o rd re de v , i l échange des électrons avec le c r i s t a l . Le spin nucléaire

i n t e r a g i t avec le spin électronique 3 à cause des champs magnétiques hyperfins

crées par les électrons non appariés des atomes fortement ion isés. Dans le cas

des ions l i b r e s , l ' i n t e r a c t i o n peut être s tat ique. Ainsi I et 3 seront coû tés

pour former un moment angulaire t o ta l t = î + 3 . Par conséquent î et 3

précessent autour du vecteur f qui reste conservé.

Lorsque les ions traversent un solide» ce comportement d isparaî t à cause des

échanges fréquents et rapides des électrons entre l ' i o n et le c r i s t a l . Ce

phénomène produit des f luc tuat ions rapides de 3 , par conséquent î et J* sont

découplés. Ainsi le spin nucléaire subit uniquement l ' e f f e t dû au champ moyen

produit par les électrons des d i f férentes configurat ions électroniques. On peut

d ist inguer deux cas selon que le sol ide est polar isé ou non :

- le sol ide est non polar isé

Lorsque le noyau exci té ainsi que son cortège électronique recule dans un

sol ide non po lar isé, i l sera soumis â un nombre égal de champs magnétiques

para l lè les et an t i -para l lè les à la d i rec t ion de l 'axe de quan t i f i ca t ion . Le

champ moyen se ramène donc à zéro. Ce comportement est dû au f a i t que l'atome

change son or ien ta t ion d'une manière f o r t u i t e durant les co l l i s ions èvec le

mi l ieu de recu l . Dans ce cas la corré la t ion angulaire gamma n'est pas perturbée.

- le sol ide est polar isé

Lors du recul de l ' i o n dans un mi l ieu magnétique polar isé t e l que Fe, Co,

Ni et Gd, les f luc tua t ions rapides de la d i rec t ion de 3 ne seront pas toutes au

hasard, par conséquent le champ moyen ne sera pas nu l .

Pour une étude plus quan t i t a t i ve , on prend le cas du Fe comme mi l ieu de recul ;

à saturat ion d'aimantation on a 2.2 électrons polarisés par atome dans les

couches M e t N. Si une par t ie de cet te po lar isat ion est transférés à l ' i o n , le

spin nucléaire sera soumis â un champ moyen non nu l . Ce dernier sera intense si

l a p o l a r i s a t i o n es t t r a n s f é r é e aux é l e c t r o n s des couches i n t e r n e s ns

-11-

En attribuant le chaw transitoire ajx électrons polarisés et non apparies (tes

couches ns, on peut fornuler le diaap •agnétique transitoire coaae une some

pondérée des chanps hvperfins.

B[T(v,Z,matrice) =• £ qns(v,Z,matrice).Pns(v,Z,matrice).Bns(Z)

, la fraction d'ion ayant un électron non apparié dans la couche ns,

. le degré de polarisation de ces électrons,

, l e champ a tomique h y p e r f i n c réé au noyau par un é l e c t r o n ns .

Lai quantités P n s et q sont généralement mal connues, en particulier leur»

Variations avec la v i tesse. B n . (Z) est bien déterminé. Ces quantités seront

traitées dans les paragraphes qui suivent.

2. Calcul de B n $ (Z)

Le champ magnétique hyperfin créé au noyaj par des électrons non appariés

des couches ns (moment angulaire 1 = 0) sont de l'ordre de quelques HG. Ils sont

donnés par l'expression suivante [K0P58) :

B n s(Z) = 16.7 l ^ H l ! Tesla

OÙ • neff

Z : numéro atomique de l'ion

n : nombre quantique principal

neff: nombre quantique effectif qui fait appel à n

ainsi : 0 8

neff= I. Z - ^ . 2-67 pour n = |, 2, 3 respectiveaent

q : tient conpte de l'effet d'écran. C'est le noabre d'électrons dans

les SOUS-couches inférieures à n. q 0, 2, 10 pour ls, 2s, 3s respectiveaent.

-12-

Alntl le ckaap atoalque hyperfin créé par un electron non apparié de le couche

H , 2s de l'ion oxygène sera :

B 1 s(Z°8) • S.H.IO3!

BjjtZ'S) - 0.717.10*7.

3. Calcul de la fraction q „ :

q_, est le résultat d'une compétition entre deux processus différents, a savoir ta capture et la perte d'un électron de la couche ns.

Ct phénomène est mal connu du f a i t qu'on ne dispose que de plu dl renseignements sur cette compétition. Lorsque l ' ion entre en collision avec le solide, considérons les quantités suivante

1 : la fraction d'Ion ayant la couche ns vide Z : la f r a c t i o n d ' ion ayant un é lect ron dans la coucha ns 3 : la fraction d'ion ayant deux électrons dans la couche ns.

La variation de ces quantités en fonction du temps est gouvernée par troll équations différentielles dont la solution concernant la fraction q n J est (EBE77) :

_ Z°çQL q " s " ( O L « C ) Z

oû : . a est la section efficace de capture d'un électron dans la couche ns . «, est la section efficace de perte d'an électron.

Pour l'oxygène q, atteint un aaxinua = 0.5 lorsque s = oL Cela se produit lorsque la vitesse de recul de I ' ÎOR sera égale à la vitesse de Mir de l'électron de la couche K, v < ZvQ. La section efficace de capture « c (cm2) est calculée h l'aide de la formule de BVinkaan-Kraaers [BET77| |BKI30|, sachant qui cette dernière est considérée comme étant dix fois supérieure S o , ainsi :

"c ' °-1 "k (DTsaoi

-13-

•* (cfcNt^Cei^ErHEi-Ef)?

o« ; a - 8.53.10"10 *¥.CB*

Ej : éaergte cinétique de l'électron en aouveaent avec la vitesse de l'1on E, et E f : entrai* de l laltta de l'Electron capture I l'état Initial et final

La section efficace de perte » L a été donnée par Sarcla [GAR7Î|. Pour tester le modèle basé sur la polarisation de la couch* K, Oybdal a assure la fraction dt vaeanc* de la couche K pour les noyaux légers (oxygéna, fluor», silicium) reculant dans 1* Fe en uti l isant la technique dai rayons X [DVB79I. Las mesures ont été effectuées sur une gamme de vitesse «liant de 2v0 i 10vg.

Les résultats ainsi obtenus sont représentés sur la figure 1.3.

-14-

100

5 801. •> g 601. » S 3 40 . » ë 20

Iattntité8 de Hagms X K

•t ÉUts de charge de l'ion

2 4 6 8 10 VK«ss« de l'ion Qsxeeaa «i unJWsv/v0

FH.U3 : Fracttaa et vtemct r IMMHS] M ftactloa

•esvrâe par [ D I B » ] e t « * t < tes vitesses de recul .

-15-

I .c. Hecaaiswe de polarisation) «Tes

Le aécanisae responsable du transfert de la polarisation reste toujours M l connu. On ne sait pas cornent s'effectue le transfert de polarisation des couches 3d et 4f du Fer et Gadolinium respectiveaent vers les couches internes ns de l ' Ion de recul. En effet, plusieurs processus peuvent être envisagés pour expliquer les intensités mesurées du champ transitoire.

A. Capture directe des électrons polarisés dans les couches ns

Lors du recul de l ' ion dans le milieu ferromagnétique, i l arrive qu' i l capture directement un électron polarisé de la couche 3d ou 4f dans la couche ns totalement Ionisée. Ce phénomène peut être estimé â l'aide de la section

2 efficace de capture o (cnr) déduite de la formule de Brinkman-Kramers comme

étant s. • 0 - ' ° B K -Dans le cas d'une interaction exclusive des électrons des couches n=3,4 du Fer et n»ti5 du Gd avec la couche ns de l ' ion, le degré de polarisation sera alors

donné par :

p . n P° 1

Pns - 7;— "tot

avec t nPol : ' e n r a I * r e d'électrons polarisés par atome du ferromagnétique

pour le Fe, n- , = 2.2

pour 1e Gd, n p o , = 7.2 " " " '

" tôt : 1 e n o l * r e total d'électrons des couches M,N et 11,0 du Fe et Gd respectiveaent.

Ainsi on peut avoir les degrés de polarisation suivants :

FVIFe) = 0.14

-16-

Pour avoir une Idée sur les sections efficaces de capture des électrons des différentes couches du Fe(2s, Zp, 3s, 3p, 3d) dans la couche )s supposée totalement ionisée, nous avons f a i t des calculs avec l'expression de Brinkman-Kramers. Les résultats sont présentés sur la figure 1.4. Elles ont été calculées en se servant des énergies de liaison données par (AN074I et la formule théorique de la charge effective donnée par !BET771 tel que :

q e f f (v ) = Z(l-exp(v/v0 . Z2/3))

Sur la figure 1.5 nous avons représenté la section efficace de capture des

électrons 3s, 3p, 3d, 4s, 4p, 4d et 4f du Gd d3ns la couche ls de Q.

Ces résultats de calculs montrent que dans notre cas, la section efficace de

capture des électrons polarisés (3d,4f! est très inférieure 9 celle des

électrons des autres couches. On peut ainsi conclure que ce mécanisme contribue

de façon négligeable 8 la création du champ.

B. Transfert de polarisation des couches externes vers les couches

internes.

Les couches externes des ions de recul peuvent acquérir une large fraction

d'électrons polarisés; il a été suggéré que la polarisation peut être transférée

vers les couches internes ns. Ce comportement est surtout discjté dans le cas

des ions lourds. IHAU84!

C. Polarisation par la diffusion d'échange de spin "spin-flip".

Durant la collision entre l'ion et le ferromagnétique, les électrons des

couches 3d et 4f du Fe et Gd respectivement peuvent subir la diffusion avec les

électrons non appariés des couches ns de l'ion. Ainsi, il peut y avoir un

transfert de polarisation par échange de spin. Ce processus est dit "spin-flip".

En effet ce comportement se produit tout en respectant 1'.- principe de Pauli qui

favorise surtout l'échange avec les électrons ns ayant un spin antiparallèle i celui des électrons polarises du ferromagnétique. La section efficace totale de

la diffusion "spin-flip" décrivant le changement de la direction initiale du

- 1 7 -

Capture d'un electron (n,l) de Fe par la couche Is de l'Oxggène

0 2 4 6 8 10 Vitesse de 1" ion Oxygène en unités v/ v 0

Fiq.1.4. : Variation des sections efficaces de capture d'un électron de la couche (ni) du Fe par la couche 1s de 0 en fonction de la vitesse de recul de l'ion, calculées â l'aide de la formule de Brinlcann-Kraaers.

i

-18-

Capture d'un électron (n,l) de Gd par la couche ls de l'Oxygène

0 2 4 6 ^ 10 Vitesse de 1" ion Oxygène en unités v/ v 0

Fig.1.5. : Variation des sections efficaces de capture d'un électron de la couche (ni) du 6d par la couche l s de , 6 0 en fonction de la vitesse de recul de l'Ion, calculées i l'aide de la formule de Brinkman-Kramers.

-19-

spl.de l 'é lectron* e s t : % f - £ * ( 2 M ) S , V ( » X > „ , 0 T W ,

k : noabre d'onde k = • * = »v/v0.Z • l «o

« 0 : rayon de 1'orbite de Bohr, a = 0.528 A°

Og" et n e : déphasages de la diffusion des états singulet et triplet respectlvenent,

Cette section efficace atteint une valeur maximale lorsqu'on a t

s in 2 (n e " + n e

+ ) = 1

et la somme des ondes partielles : z(Zt+l\ - /. ...2 , , .3 « ,

R = -°neff. ns z

Z : charge du noyau.

En combinant toutes les expressions précédentes, la valeur maximale sera : 2

na «af*™1 ° - p —

La question qui se pose Baintenant : cornent varie le degré de polarisation des électrons ns des tons de recul en fonction du teaps sous 1'effet de le diffusion spln-fllp? Pour cela, considérons les quantités suivantes :

- P et f>d : les probabilités d'avoir des ions avec les couches ns ayant un électron de spin "up" et "down" respectivement.

- n et n- : représentent respectiweaent le noabre d'électrons polarises dans la couche (3d du Fe. «fdu Gdl avec des spin « et «

, : n u • 0.2 1: n u = 0

re l:n,, .Z.4 " { : % ' ' •*

-20-

- » T = nd + "„• Pour le Fe iij = 2.6, Gd n T < 7.2.

- n_ : le nombre d'atones du ferroaagnétique par unité de surface et de

temps

pour le Fe, n,, • 1.85(v/v0) 103 1 cef 2.*" 1

pour le Gd, n R - 6.6 (v/v0) 1 03 0 cm^.s" 1 tHAUM]

Au temps t*o, nous avons P • P^ = 0.5, lors de la diffusion spin-flip la

variation de P et Pj avec le temps est gouvernée par les équations

différentielles suivantes :

T t • " pd \ % Qsf * pu nd "h «sf ! H A U M 1

dPd dPu - 3 î = " ~dT

avec Pu(t) + Pd(t) - 1

Les solutions de ces équations différentielles sont :

nj nd - « u

M*» " «7 " a«T «P(-nrtOlft)

La variation de la population de ces probabilités donne le degré de polarisation, ainsi :

P n s (t) - P,,<t) - P„(t) = ^ ï - (1 - exp(-nTnhQs ft)) (2) nT

Nous reaarquor.s que P n j croit exponentielleaent de 0 au -e»ps t = o jusqu'à une valeur aaxlule P^Iaax) telles que :

"T 11 pour le

0.85 pour le Fe

Gd

-21-

Do atme on constate d'après la figure r.Sa (calculée â v»7v. pour l'Ion oxygène reculant dans le Fe et Gd) que P^ peut atteindre une valeur 1 «portante «a tout d'an temps très court (pour t = 4 fs m a P ^ « 0.6). I l est t noter que ce mécanisa* est ce coapétition avec celui de la capture directe das electrons de le matrice ferromagnétique par la couche ns. par consequent les ions n'auront pas te tenps pour acquérir une valeur aussi importante de la polarisation.

Ainsi on est anenê a Introduire un terne correctif qui tient courte de la durée de vie de la vacance dans la couche ns.

le valeur aoyeane et normalisée de la polarisation est obtenue en Integrant l'expression (2) (pondérée par un terme exponentiel qui tient compte de * n f ) sur le temps effectif qui n'est autre que le temps de transit T de l'1on i travers le ferromagnétique [KAG85] :

4'"' p.(W"- « ,„ f t e f f

F. ni ^taff e - t / T n s

qfl T . . ait 1a durée de vie de la vacance dans la couche ni. Elle est de l'ordre de le fente-seconde pour le couche 1s de o. cette quantité peut être calculée i l'aide 4e l'expression suivante :

Tns ' TÇ51 IWB80]

Elle varia aussi bien avec la section efficace de capture qu'avec la vitesse de

recul.» «tt calculée t l'aide de la section de BriiUaaan-Kraners en considérant

eue la couche ns est i moitié remplie. En intégrant l'expression ( I l et en négligeant les termes de très faible contribution, on aboutit i :

" d - " u "T

(39

P n S t V ' rû l AT +1 '

oft : » . n h.n T Q, f .

-22-

Etatdissammt di la polarintion m fonction du temps

M. 4 .

•OJS

[l - exp( - (nj+nf) JI „.Qar .t )]

10 20 Temps d' interaction |fej

Fia.I.Sa : Variation du degrt de polarisation en fonction dn teaps.

-23-

Jusqu'i present, aucune théorie n'a évalué la section efficace Q s f . Nous

considérons qu'un éventuel calcul portant sur les déphasages de la diffusion n —

et n * peraettra de déterminer le degré de polarisation par l'expression (3) que

nous avons établie.

En première approximation, nous avons considéré le cas où cette section efficace

est maximale ; nos résultats expérimentaux sont toutefois en bon accord avec ces

calculs théoriques.

Dans ce cas

z'

e t <)to»,ïae_ =o.OM.l<f 1 6 (cm 2)

D. Polarisation par le processus des orbitales moléculaires (M.O.).

12 A faibles vitesses de recul, la precession mesurée dans le cas du C

reculant dans le Fe ne peut être expliquée par la distribution d'état de charge comme le montre la figure 1.6 (KUH79!, où nous avons porté la précession et la distribution de l'état de charge de l'ion hydrogénoide en fonction de 1a vitesse de recul [MAR68J. I l doit y avoir un autre processus d'ionisation de la couche Ki en effet, durant la collision entre l'ion et le ferromagnétique â v < 3 v 0 , un état quasi-moléculaire (Ion-ferromagnétique) peut être formé. L'électron de l'ion peut graviter autour de l'atome uni. Ce comportement aura lieu pour les électrons des couches qui remplissent une condition dite "condition d'adiabaticitë" telle que :

Ek"ion» « UB l A N D " '

E^v- ) : énergie cinétique de l'électron qui se déplace avec la vitesse de l'ion

U„ énergie de liaison des électrons de la quasirolécule.

-24-

»"1

1 C 2 . on recoil in iron . V 5 1.2 - -E •

h.»

1 V /K. ^ N

uj 0.8 e

•

/ / \ \

N

•

z » • / / r ,. X •

< X

r 0.4 / / O x -s / /

i ^ ^ i/> y / ' ' ^^ --. ^ ID 0 ' s ID 0 O UJ . -K °- -0.4

i , i . i . i . i . i

t ) 2 £ 6 8 10 12 u

0.6 § IL »

0.4 $

-0.2

0 o in

à ill

F1a.I.{. : Angle de précession «sure à l'aide de la sonde 12c(2+l

reculant dent le fer (échelle de gauche), la distribution de l'état de charge (échelle de droite) en fonction de la vitesse de recul (MM»].

Grace i 1'exaaen des diagrammes adiabatlques des orbitales moléculaires, on peut

voir si on s'attend i un te l e f fe t . Sur la figure 1.7 nous avons présenté le

d i a g r a m adiabatique pour le systëae a0 +gFe [GER80J où sont présentés les

courbes de potentiels te l les qu'elles étaient calculées a l 'aide du andile

appelé "V.S.M." "Variable-screening model" [EIC75I pour chaque niveau du

projecti le et la cible en fonction de la distance internucléaire r. On remarque

que lorsque r augmente, les niveaux d'énergies de la quasi-Molécule évoluent

d'une manière continue vers ceux des atomes séparés.

Lors de l'existence de la quasi-molécule, des transitions entre niveaux peuvent

s'effectuer si toutefois les niveaux se rapprochent. Cette transition est dite

"promotion". Les électrons du niveau 1s de „0 ont une énergie de liaison plus

faible que celle des électrons 2s, 2p du Fe, par conséquent le niveau ls ne peut

être couplé qu'avec le niveau 3d de l'atome uni ^Se . Ce comportement entraîne

une réduction considérable de l'énergie de liaison des électrons ls et f a c i l i t e

leur transfert. Pour des distances r - 0.3 a .u . , les courbes de potentiel notées

4c et 6o sont si proches qu'un électron peut être promu par l'Intermédiaire de

5o vers 3d du Se. Par la suite la promotion se poursuit soit dans le continuum,

soit dans la couche 3d de Fe. La prenriùre conduit â l ' ionisation de la couche X

de l ' ion et contribue a la distribution de l 'é ta t de charge. La deuxième permet

une polarisation directe de la couche ls . En e f fe t , l 'électron ayant un spin

antiparallèle i celui des électrons polarisés du Fe est préférentiellement promu

vers la couche 3d. Ce comportement est favorisé par le principe de Pauli et

laisse un électron polarisé dans la couche l s . Le champ résultant aura ainsi la

mène direction que cel le des électrons polarisés du Fe.

Nous signalons que dans le cas des ions ayant un numéro atomique Z < 8 , les

diagrammes des (O.H.) seront similaires à celui du système .0 + « F e , ce qui + 12

permet d'expliquer la forte precession mesurée â v 2.1 v du niveau 2 du "C

reculant dans te Fe. Figure I . e . [KUH79!

Pour des noyaux ayant un numéro atomique Z - 10, l'énergie de liaison des

électrons ls est plus forte que celle des électrons 2s, 2p du Fe; le couplage

change complètement. Ainsi le niveau ls est couplé avec le 2p de l'atone uni ,

par conséquent aucun transfert de polarisation n'est possible par ce mécanisme.

-26-

Se 3d

0 0.5 1.0 1.5 20 DISTANCE INTERNUCLEAIRE [u .a . ]

Fla.1.7 l M i y — te correlations adïatatiipes Moléculaires pour le systtae^Otfe [GEmoi

des orbitales

-27-

I.d. Test des foraes eaplriques

La dépendance en vitesse des champs transitoires agissant sur Tes ions en recul dans les ferromagnétiques Fe et Gd était étudiée lors de maintes expériences et considérations théoriques. La motivation principale est la recherche d'une paramétrisation empirique du champ, qui n' a pour autre but que la détermination des moments magnétiques des états nucléaires. La nature atomique compliquée du champ transitoire explique l'échec de ces démarches phénoménologiques.

Devant l'impossibilité théorique de prévoir une variation du champ autrement qu'à la vitesse, des expressions empiriques ont été introduites pour tenir de la varaition de ce champ en fonction de la vitesse, du numéro atomique Z et de la matrice ferromagnétique. El les sont souvent données sous la forme :

P Pz BCT(v,Z,matrice) - a(£ ) v . (Z,) "B^V

o - Variation linéaire avec la vitesse

Cette expression a été proposée par le groupe d'Utrecht et prévoit une variation linéaire du champ avec la vitesse, soit :

B C T (v,Z) = C(Z) . 1 lUL™ o

Las coe f f i c ien ts C(Z) sont l i és au champ atomique hyperf in B par :

C(Z] =ï -B n s (Z)

v est une csnstante.dans le cas du recul de O16 dans le Fer T - 0.0395 (15) .

-28-

- Variation parabolique avec la vitesse

Elle a été proposée par le groupe de Eudgers (SHUBOj

B C T(v,Z) = 96.7(,/. o)0- 4 5 . Z 1-' h . N p .

Cette forme empirique prévoit également une variation du champ transitoire proportionnelle à la densité des électrons polarisés du milieu ferromagnétique.

I . e . Dépendance du chaap transitoire avec la matrice ferromagnétique

Le champ transitoire varie aussi bien avec le milieu de recul qu'avec la vitesse et le numéro atomique de l ' ion , ainsi que le démontrent de nombreuses expériences réalisées avec des matrices ferromagnétiques différentes (Fe, Co, Ni et Gd) [SPE81,] . Nous signalons que peu de mesures existent avec le Co

et N1 à cause de leur faible moment magnétique {1.72 u~/atome et 0.606 u./atome respectivement). La théorie de Lindhard-Minther ainsi que le modèle de capture d'électrons polarisés prévoyaient une augmentation du champ B.. proportionnelle i la densité des électrons polarisés du ferromagnétique, soit g .N . Le rapport des 8>y mesurés dans deux milieux différents doit être de l'ordre du rapport de leurs densités fcN .

A saturation d'aimantation du Fe et Gd (M = 2.2, u.N = 1 750G) et (H = 7.2, ujN = 2030G) respectivement, or. doit s'attendre a un rapport :

R _ B cGd) ^ycd) _ i M

BCT<Fe> W f t )

Cette prédiction théorique a été appuyée par les résultats expérimentaux donnés

par [KAL7B) [DYB80; 1BEN60; ISPE81,! qui ont mesuré des ordres de grandeurs

similaires.

Dans le cas des ions légers â faibles vitesses de recul, l'interaction ion

solide est complexe. De tels résultats ne peuvent être reproduits dans tous les

cas, a cause de la présence du mécanisme d'orbitale moléculaire qui peut

entraîner un fort degré de polarisation iFPr^P.I.

29-

I . f . Corrélations angulaires

L'une das méthodes classiques utilisées pour la détermination des champs magnétiques hyparflns et des facteurs g consiste 1 étudier la perturbation des corrélations angulaires, résultant de l'interaction entre le nouent nagnétique du noyau et un champ's* . Cette technique constitue la méthode expérimentale de base pour notre travail. par consequent, nous allons «-appeler la théorie simplifiée des corrélations perturbées ou non.

A- Corrélation angulaire

La fonction de corrélation angulaire décrit la probabilité d'émission des radiations gamma par un ensemble de noyaux dans une direction donnée et faisant un angle 9 avec l'txe du faisceau. Cette probabilité est atténuée par certains effets:

- géométriques dûs aux dimensions finies des détecteurs gamma et particule champs tiyperfins.

Cette fonction notée H(e) est un développaient en polynoaes de Legendre tels que Mit) = T * | t - G k - P k (cose) k * 2,4, 6 . . . .

Afc : coefficient de la corrélation angulaire Qy i coefficient d'atténuation d'ordre k K : polynôme de Legendre d'ordre k.

1. Expression théorique des coefficients A .

Ces coefficients peuvent être calculés théoriquement • l'aide de la méthode décrite par |P0L651 dont on rappelle quelques formulations. On considère l'émission d'un gauaa par un état nacldalre aligné caractérisé par un nonert angulaire a et des sous états •agnétiques s symétriquement peuplés. On rappelle également que l'une des aéthodes connudes pour obtenir des noyaux alignés consiste i utiliser des réactions nucléaires de type xdlj.hjlT», on la

-30-

partlcule l u est détectée par un compteur à symétrie cylindrique. S1 on désigne

par L et L' les ordres de multipolarité des rayonnenents gamma qui désexcitent

le noyau Y* d'un état de spin a vers un état de spin b, l'expression de H(«t

normalisée à Ao • 1 sera alors :

M(B) - I A k .Q k .P k (cose) = ï P t ( a ) - F k ( a , b ) - Q k . P k (cose)

Qk les coefficients d'atténuation l iés aux dimensions f inies des Haï.

p k ( a ) : tenseur statistique qui décrit l'alignement de l 'é tat I n i t i a l .

s : angle entre l 'axe du faisceau et l 'axe de détection du compteur Nal.

k : l imité par la règle H i k ( Min(2a, 2L), e l l e est toujours paire.

F. (a,b) : fonct ion qui dépend de la cascade gamma et n ' In te rv ien t pas pour

l 'alignement de l ' é t a t nucléaire.

Le tenseur statistique peut s'exprimer en fonction du facteur de population PU)

t e l que

P k (a) = E n k (a ,o) - p(a) p(o) « p(-<0

La fonction F k(a,b) est donnée par

Fk(a.b) - Lk

« L,! L, sont les coefficients de mélange multipolaire.

B k(a,o) et Fk(L,L'.ba) sont tabulés dans IP0L65!.

Dans 'e cas d'une transition 3" • 0 1 qui nous intéresse et qui décroît par E-

pur, on a affaire eux coefficients AZ. A4 et M .

K p i t avoir des valeurs importantes si on détecte les réticules h ? selon

l'axe du faisceau et si on peuple uniquement les sous états magnétiques o • 0.

En appliquant le formalisme, on aboutit aux coefficients suivants

-31-

r Aj » 1 L'=041=3 M » 0 . * » 3 " A, • -t.Vi L'=0*L=3 * 0*

S.

Let coefficients G, sont introduits pour tenir compte des facteurs qui Contribuent I l ' a t t énua t ion de la co r ré la t ion angulai re. En effet par l'ouverture angulaire f i n i e du détecteur de pa r t i cu les , des tous états magnétiques autres que o = o peuvent être observés. Le terme tv est Introduit pour en tenir compte

bk = l-k(k+l!X

OÙ X < 1 dépend d*S possibilités du peuplement des sous états magnétiques. De la

même manière, les dimensions finies des détecteurs gamma sont décrites par

Q k = ?-k(k*l) V

€A ' <(géant I'effet du champ hyperfin, le coefficient fi. sera

K " W " ,_k(k*1J a •"* 1 " M

Pour des corrélations angulaires peu atténuées, n. est très faible, elle est détei-ariflée en eesurant 1'anisotropic R des gaamas. Cette dernière est définie coaue étant le rapport des intensités eztrënes aux angles a, et ». . Oens notre ces 11 s'agit de a, * 30* et « z = 65-.

Un prograaae de calcul appelé "nfit" a été utilisé pour la determination des

coefficients A expérimentaux â partir de I'anisotropic.

B. Correlations angulaires perturbées

La théor ie des cor ré la t ions angulaires perturbées a été décr i te par

[FRA65]. Cette méthode s'applique â l 'étude du champ t r a n s i t o i r e . L 'é tat exci té

est produit â l ' a i de d'une réact ion nucléaire.

L 'appl icat ion d'un champ § au noyau de spin T et de moment magnétique 1 donne

l i e u à une perturbat ion qui se t radu i t par une atténuation et une ro ta t ion de la

cor ré la t ion angulaire. Soit w la fréquence de Larmor qui caractér ise la ro ta t ion

t e l l e que :

•fil

Lorsque» dépend du temps Bit), u en dépend aussi. La corrélation angulaire sera

donnée par :

W(e,B,t * ») = I Ç e " t / T Wle-jf1 u(t')dt')dt

Soit a t , l e temps moyen d ' i n te rac t ion entre le spin 1 et le champ moyen "5 avec

at < T . Lorsque les détecteurs sont placés dans un plan perpendiculaire à la

d i rec t ion de B, l a cor ré la t ion perturbée prend la forme :

W(0, Bj) = ï A k G k P k (cos(6-0)) = M(0-+,o"1=0)

$ étant l 'angle de précession du noyau autour du champ B

— UN ^ .)> = u At = g -rj- 8 At

aver : q :facteur gyromagnétique

u» : magneton nucléaire.

Dans le cas où l'état nucléaire est caractérisé par une durée de vie T plus

courte que le temps d'observation te fixé par la résolution du système de

coïncidence (te supérieur â la nanoseconde) te >•* T. La corrélation angulaire

est dite intégrale. Lorsque » - «at --<• 1, l'atténuation due au champ hyperfin

devient négligeable. Ainsi, la perturbation se réduit à une sînple rotation, on

peut faire on développement de K(e-*>, soit :

-sa­

ute, at) = z AkGk(Pk(cose) - d p K ^ o s B ) t)

L'effet de la perturbation est décrit par c tel que :

^ = N(6) g - N ( 6 ) F = Q = ^__ J_ _ d H ( f l ) )

N { 8 ) F = 0 W{6) ' de

N(e) est le nombre de gamma émis selon un angle e sous l ' a c t i on du champ B.

K est le produit de la précession par la dérivée logarithmique de la cor ré la t ion

angulaire. Les posit ions des détecteurs Nul sont choisies pour rendre maximale

la fonct ion j d „ f e )

b = Ïï[6y~d6

Cette dernière est calculée à pa r t i r de l 'an iso t rop ie R ou à pa r t i r des

coe f f i c ien ts de la cor ré la t ion A, .G. expérimentaux déterminés par un ajustement

en polynômes de Legendre.

C N A P I T S E II

HSNUI1F QHHUUIIM. ET METMDE •'MMUSE

-34-

II.a. Intraduction

Les différentes expériences présentées dans ce travail concernant les

•esures du champ magnétique transitoire pour une grande variation de vitesse ont

été réalisées auprès des accélérateurs suivants :

- Van de 6raa f jm du C M de Strasbourg

- Van de 6raa f Tandem HP IS W du CRN

- Van de firaa f Tandem FN 9 HV de l'Institut de physique de Cologne.

Nos mesures ont po é sur des vitesses allant de 1.4 « t B.l « . Pour

faire varier autant la vitesse de recul, nous avons utilisé la réaction

nucléaire suivante sous ces deux formes :

- directe '60(»,<i'),60*

- inverse 4He( l 60,a) 1 60».

Les précessions du spin nucléaire mesurées expérimentalement sont très faibles

de l'ordre de 1 1 6 mrad. Pour détecter de tels effets, de nombreuses

précautions sont nécessaires aussi bien au niveau de la préparation de la cible

qu'au cours du déroule»» de l'expérience. Dans ce chapitre, nous allons donner

une description général; de notre montage expérimental ainsi que la méthode

d'analyse.

1Kb. Dispositif expert» ital

1. Choix de la cible

Dans le but d'étuc er la variation du champ magnétique transitoire avec la

vitesse de recul, nous a ons utilisé deux sortes de cibles selon que la réaction

est directe ou Inverse, ans le premier cas, nous avons évaporé du V-O» sur une

feuille mince de Fe ou d. Dins le deuxième cas nous avons Implanté l'hélium

directement à l'intériei - du ferromagnétique. Cette étude nécessite une bonne

connaissance de l'épais* 'ur des feuilles minces ferromagnétiques (de l'ordre du

m). Les avantages prés* tés par de telles feuilles sont :

-».

a) La «sure de la precession » est indépendante de la durée de vie t de

l 'é ta t excité. Car l e champ transitoire n'agit que pendant le temps de transit

de l ' ion 1 travers la feu i l l e ferroaagnétique, qui est très court comparé a T .

bi Le champ statique (souvent u l dëterainé) ne contribue pas a la

précession Mesurée puisque l ' ion est arrêté après la matrice ferromagnétique

dans une deuxième couche qui brise l ' interaction hyperfine.

c l Le champ permettant l'aimantation de ces feui l les est fa ib le de l'ordre

de 300 G, par conséquent, le phénomène de "Beam-turning" ou "rotation du

faisceau" (discuté ultérieurement) sera réduit considérablement,

2 . Préparation des cibles

En généra! la préparation de nos cibles se f a i t en trois étapes :

- préparation des feuil les ferromagnétiques minces de Fe ou Gd.

- préparation du stoppeur (Ag)

- préparation de la cible nucléaire.

Ces trois couches ont été préparées soigneusement au laboratoire des

couches minces de la manière suivante :

a. Préparation des feui l les minces magnétiques

- SadoUnium

Ces feuilles sont élaborées par laminage à l'épaisseur désirée. La feuille

•insi obtenue ne possède pas les propriétés magnétiques a cause du changement de

la structure cristalline. Afin de régénérer ces propriétés, elle est recuite a

350" C sous un vide typique de 10 mbar. Dans le but de diminuer l'oxydation de

la feuille, le support de l'échantillon est entouré de part et d'autre par des

feuilles de gadcinlum. En chauffant dans un premier temps uniquement le

gadolinium absorbant, on réduit l'oxydation de notre cible comme cela a été

vérifié i posteriori i l'aide des spectres de diffusion élastique. Après

refroidissement, l'aimantation est vérifiée par la méthode du cycle d'hystérésis

dans un megnétomttre.

-36-

- Fer

La préparation consiste à évaporer du Fe très pur (enrichi à 99.99 %) à

1I80"C à l'aide d'un canon â électron sur une feuille polie de cuivre

d'épaisseur 20 uni. Cette dernière est montée sur un plateau chauffé â 350°C

permettant le recuit du Fe. A la fin de 1'evaporation, le cuivre du support est

dissout dans une solution ammoniacale.

Différentes méthodes sont utilisées pour la détermination de l'épaisseur de ces

feuilles minces :

- mesure directe

Le déplacement d'une tige métallique! portant une sphère de saphir appuyant une

platine poliej provoqué par la feuille est repéré électroniquement à l'aide d'un

transformateur différentiel sensible au mouvement d'une masse de Fe fixé à la

tige. Cette technique permet une mesure directe et ponctuelle de l'épaisseur.

- mesures indirectes

1) Par pesée d'une feu i l le dont la surface est connue.

21 par la méthode de perte d'énergie dE/dx dans la feui l le des par t icules

alplhas émises par une source aux énergies 5.15, 5.48, 5.80 MeV.

3!par la technique R.B.S."Rutherf ord-back s c a t t e r i n g " , ou r é t r o d i f fus ion

élastique à l'aide des particules (a ,a ' ) ou (p,p')pour l'hélium implanté.

b. Evaporation du stoppeur

Après avoir traversé le ferromagnétique, les ions de recul sont arrêtés

dans une couche d'argent. Cette dernière est destinée à briser l'interaction

hyperfine, la corrélation angulaire est ainsi "gelée". Sa préparation consiste à

évaporer de l'argent sur la feuille du Fe ou Gd â l'aide d'un creuset cheminé

chauffé à 950" C.

c. Préparation de la cible nucléaire

Pour la réaction directe, on évapore environ 200 ug/cm2 sur l'autre face

de la matrice ferromagnétique à 500" C.

Pour les réactions inverses les cibles étaient obtenues en bombardant les

feuilles (Fe, Gd) par He* à des énergies allant de (30 â 40 keV) â l'aide de

l'implanteur du CRN. Avec un courant de 20 uA, nous avons pu obtenir une dose de 17 2

saturation de 6 â 8.10 ions/cm . La forme des profils de concentration est une

37

sausslenne [SCH76], et l'épaisseur de la couche implantée atteint une valeur aexlaale de l'ordre de (10 t 15 «g/cm2), déteralnée en utilisant le pouvoir d'arrêt donné par [ZIEM]. L'Implantation de l'Hélium provoque une disparition des propriétés magnétiques d'une faible couche du Fe ou Gd. Nous avons effectué rliemmmt des masure* sur des cibles laplantëes de différentes épaisseurs et concernant l'absence du champ transitoire dans les couches endenagées par l'implantation. Les résultats obtenus montrent effectivement qua la région leplantée est Inactive jusqu'à l'épaisseur maximale de concentration ISINB5).

3. Aimantation des feuilles

a. Electroatwant

Afin de pouvoir aimanter notre milieu ferromagnétique (Fe.Gd) un champ extérieur est nécessaire. Pour ce faire, nous avons conçu un électroaimant produisant un champ de quelques centaines de Gauss entre las deux pièces polaires qui portent la cible. La f ig. i l .1 montre la structure de cet éleetroaimant dont las constituants sont :

- une bobina de SOO spires produisant le champ - un bloc de cuivre qui facilite le refroidissement de la cible Jusqu'à la

température absolue de l'azote liquide 77K pour aimanter le Gd et par ailleurs éviter un dépôt de carbone contaminant la cible.

- un écran Magnétique pour annuler le champ de fuite entre la cible et le détecteur de particules. L'absence de champ agissant swr les particules rétrodlffusées et le faisceau Incident supprime l'effet du "beam-turning". En effet la corrélation angulaire peut tourner de quelques mllllradlans sous l'effet du champ de fuite et Introduit ainsi l'effet parasite apparent d'un facteur g positif. Le champ magnétique obtenu entre les deux pèles de 1'électroaimant varie avec l'Intensité du courant Introduit dans la bobine.

b. Aimantation du 6d en fonction de la température

A température ambiante, le gadollnl» n'est pas ferromagnétique t cause de sa faible température de Curie le = 29&. le tableau suivant donne T£ de quelques matrices ferromagnétiques [KiT7l|

38-

Matrice ferromagnétique Fe Co NI Gd

Tc«) (1043) (1388) (627) (292)

Cc) 770 1115 334 19

A le température de 1'azote liquide, le gadolinium atteint 99» de son • l u n t a t l m à saturation.

«.Boite > cible.

Le bombardement de notre cible se fait dans une botte cylindrique de 14 cm

de diamètre ayant une paroi de 0.3 mm d'épaisseur en inox. Cette paroi peut être

changée facilement car elle est maintenue par un système de collier original. Le

vide a été amélioré soit à l'aide des pompes secondaires i diffusion soit des

turbo moléculaires ou cryogéniques. Ceci nous a permis de maintenir un vide

poussé de l'ordre de 10 mbar. La boîte permet l'installation d'un détecteur de

particules i 25 mm de la cible. Un tube de verre collé sur la tile mince servant

de cage de Faraday, permet d'arrêter le faisceau â 20 cm ou 7 cm. l.'tte cage est

reliée i un intégrateur de courant pour mesurer la charge du faisceau.

S. Sytéae de detection

a. Détecteurs gammas Nal

Les rayonnements gemmas d'énergie 6.13 Nev ont été détectés dans quatre

cristaux de Haï de dimension S" x 6". Ces détecteurs ont été montés sur des

supports mobiles placés sur un rail circulaire et pouvant tourner dans un plan

horizontal autour du centre de la boite à cible. Les faces frontales de ces

détecteurs ont été placées à une distance qui est un compromis difficile entre

une borne efficacité et une meilleure anisotropic. Ce dispositif permet

également de mesurer la corrélation w(o) à différents angles. Ainsi deux

détecteurs servent 1 1a normalisation et les deux autres sont mobiles dans l'un

et l'autre quadrant vers l'avant.

-39-

monTAGEEXPERimEriTAL pour cibles ferromagnétiques minces et refroidies à 80°K

Flg.II.I : Senta du principe de l'ëlectroalnnt refroidi i 80*K.

-40-

b. Arrangement spat ia l des détecteurs gamma lors de la mesure de la

précession

Lors de la mesure de la précession du spin nucléai re, les quatre

détecteurs ont été placés aux angles suivants : e , -o , o +n et -e - n . e a été r 3 m m m m m choisi de t e l l e manière que la dérivée logarithmique de la cor ré la t ion angulaire

so i t maximale, (angle de sens ib i l i t é maximal à la ro ta t ion de la co r ré la t i on ) .

Su>- la f i g. 11.3 nous avons présenté une vue schémat i que des posi t i ons des

détecteurs chois is a ins i que Ta cor ré la t ion angulaire représentée en diagramme

p o l a i r e . L ' u n i t é p o l a i r e r e p r é s e n t e l ' i s o t r o p i e de l ' é m i s s i o n gamma.

c. Détecteur de par t icu les

L'axe du faisceau est dé f in i par deux diaphragmes précédés de fentes

v e r t i c a l e s et h o r i z o n t a l e s pour l a p r o t e c t i o n du p remie r d iaphragme .

Après la réact ion nucléaire, les part icules diffusées à 0° ou à 180°

(selon le type de l 'expérience) ont été détectées par un détecteur annulaire Si

à barr ière de surface. Ce dernier est r e f r o i d i par e f fe t Pe l t ie r af in de

diminuer son courant et de le rendre ainsi insensible aux f luc tuat ions du

faisceau. Ce montage est nécessaire pour une s t a b i l i t é de la détection pendant

plusieurs j ou rs .

En ce qui concerne la réact ion d i rec te 0(ot,a'ï le faisceau pénètre dans

la boîte par deux diaphragmes de 2.5 mm et 2 mm de diamètre dont le dernier est

placé au centre du détecteur.

6. Electronique associée aux cinq détecteurs

Les raies gammas ont été détectées en coincidence avec les alphas. Le

schéma que nous avons r e p o r t é sur l a f i g . I I . 2 i l l u s t r e l ' e n s e m b l e de

l 'é lect ron ique u t i l i s é e pour ampl i f ier et f i l t r e r les signaux issus des

détecteurs.

Le c i r c u i t u t i l i s é comporte pour chaque détecteur, une voie d'analyse

l inéa i re de l 'énergie et une voie rapide permettant de déterminer les instants

d 'ar r ivée des événements. Les voies énergies gamma aboutissent à quatre portes

l inéaires et seront additionnées à l 'a ide d'un amplif icateur somme et envoyé :s

dans un seul convertisseur analogique d i g i t a l .

- 4 1 -

- Coïncidence rapide a lpha-gam.

Après être passé dans un amplificateur rapide et un dlscrlninateur â

fraction constante, tes signaux rapides des Haï sont envoyés dans un «adule de

coïncidence de type LetVoy. Ainsi, on forme quatre signaux de coïncidences

rapides correspondant â quatre couples ganaa-particule. Ces signaux servent 2

déclencher les portes linéaires et a igui l ler le codeur énergie. Leur Mélange

peraet aussi de déclencher les portes linéaires teaps et particule. Deux autres

convertisseurs analogiques d i g i t a u x ont é té u t i l i s é s pour analyser les

événements provenant d'une porte l inéaire f i l t r a n t les particules et du

convertisseur tempi-amplltude.Ainsi les spectres formés sont :

- quatre spectres gammas en coïncidence avec Tes particules alphas d'énergie

définie

- un spectre de particule en coïncidence avec tous les gammas

- un spectre temps, sachant qu'au début de chaque expérience, nous avons

aiguil lé les quatre spectres temps correspondant aux quatre compteurs Nal par

les signaux de coïncidence a~r, Cette procédure nous permet d'avoir une Idée sur

la résolution en temps pour Chaque vole. Les quatre sont ensuite mélangés après

leurs superpositions pour former un seul spectre temps.

7. Inversion du champ extérieur "cllc-clar™

La précession du spin nucléaire I dépend de la direction du champ

magnétique externe B t qui polarise le milieu ferromagnétique, ainsi le champ

transitoire prend la aeme direction que B e x t - En inversant ce dernier, la

corrélation tourne dans le sens contraire. Sur la figure I I - 3 nous avons

prétenté une rotation de Z » obtenue par l'inversion du sens du champ extérieur.

Cette inversion est f a i t e régulièrement en comptant soit un nombre déterminé de

particules, soit une période de temps de l 'ordre d'une é deux minutes.

Le signal d'aiguillage correspondant permet de ranger les deux séries de

spectres gamma dans deux parties continues de la mémoire.

«-

•fl

I n

Flg.ll.Z : Schètw de l'électronique associée aux détecteurs.

-«3-

M praaapllflcator

A : a-pllflcateer linéaire

VA aaallfteattw raaMe

CFD : «iscrMmtaar a fraction ceastaate

OL : llgat • ratart

LG porta linéaire

ADC , eonvtrtiiiiur analogique digital

TAC : convartlMtur teaps-aaplitude

FAN M : ailanoaar logique

FAN HIT : (Httrttataar

ET : arincloence rapide

légende de l'électronique associée

-44-

Gorréfation l 60(3"-»*}*)

6.13MeV

2>-foi««eo,ux—*-

champ i la HAUT £

F BAS

ae-ou ITmrod

ou 70tnrad

Rotation de la corrélation sousreffètdu champ magnétique hyperfïn perpendiculaire «u plan e t alterné

«»%,„.,.iz

Fla.11.3 s Sckéaa horizontal de l a •esure de l a précession e t rotation

de 1a c o r r i l a t l M angulaire sous l ' e f f e t des deux directions du chajp.

-45

*. Fenêtres numériques

Ce système permet de f i l trer les événements particules et teaps qui nous Intéressent et de constituer les spectres g—as correspondants. Les gansas fortuits (ont constitués de la ueae manière sachant que les largeurs de fenêtres vraie* et fortuites sont égales.

9. Acquisition des données

Les signaux digitalisés des garniras, particules et temps sont gérés à l'aide d'un contrSIeur d'événeaents d'utilisation très slaple et enregistré dans un calculateur (Hewlett-Packard 2100 A). Les spectres sont rangés dans 32 régfons de 51? canaux chacune. Il permet également de visualiser les spectres p a r t i c u l e s , temps et gammas et de f a i r e des in tégrat ions en cours de l'acquisition pour 5'assurer du bon déroulement de l'expérience. A la fin de chaque mesura qui eut durer de 1 â 6 heures, les spectres mémorisés sont transférés sur une bande magnétique qui permet de faire une analyse plus fine de l'expérience après la fin de cel le-ci .

.46 -

U.b. Méthode d'analyse

A. MttralMtlon expérimentale de l'angle de precession *

le traitement de» spectres enregistrés sur la bande magnétique te fait en •ode conversationnel i l'aide d'une console awrie d'un «cran graphique. Un program» spécialisé traitant les huit spectres gamma siiwltaoéaent consiste i intégrer la photonic ainsi que les pics d'échappement de pains correspondant aux gansas d'énergie 8.13 He» détectés en coïncidence avec les alphas. L'état 0* d'énergie 6.05 NeV n'est pas sépare du (3~, S.13 Ne*) nais décroit par production de paires et ne produit que des rayonmaents gaam de SU ke*. Par contre l'état ( I * , 7.11 NeV) produit un léger fond gamma fortuit. Ce dernier peut être soustrait facilement du spectre.

Ainsi les Intégrations sont faites sur les spectres des quatre Nal selon que le champ externe est haut ( 0 ou bas (*). Les intensités des plci sont normalisées de la manière suivante :

où N, : le nombre de gaam 6.13 NeV détecté i : le numéro du détecte»- i = (1,2,3.41

une telle nonealitatien introduit une correction d'efficacité afin de tenir compte des légères différences dans les taux de comptage des compteurs Hal. La précession du spin nucléaire est dêterariaêe a partir du rapport "OR" des intensités gamma enregistrées par les quatre détecteurs et qui sont disposés self» le seftéaa :

t loi lÇMCM t

/

géométrie des détecteurs

-47 -

DR est défini cornue suit

• • » # • ' W

Nous signalons que les détecteurs 2 et 3 suffisent pour détecter l ' e f f e t , alors

que les détecteurs 1 e t 4 doublent la statistique des compteurs 3 et 2

respectivement. L'action du chaap transitoire sur le noyau de recul produit une

perturbation suffisamment fa ib le pour n'effectuer qu'une simple rotation de la

corrélation d'un angle • . Figure I I . 3 . Dans ce cas les Intensités obtenues lors

de l 'exploitation correspondent en f a i t à des ganus détectés aux angles fixés

par l'arrangement spatial des compteurs, â quoi s'ajoute la rotation * , ainsi :

- lorsque le champ est t on aura N,*!»-*) et N.*(-e-»)

- lorsque le champ est * on aura I^Me+s) et N,*(-e**)

« étant très fa ib le , on peut fa i re un développement limité en premier ordre :

N*(«l étant proportionnelle â W(«), DR sera égale à :

(«W - ^ - *)2

DR • _ . 2 (H(e) + *«51 . * ) 2

* >

En posant S pour la dérivée logarithmique,

S . -L, <*l°) BT^Ï T e

on aura l'expression de la précession :

yPB-1 . s-l

.T5R*1

-48-

autres quantités sont fornies et reflètent des effets d'assjmétrie (RJR275F

- Rapport gauche-droite GO

- Rapport avant-arrière M

,Nl*lte " l + M Z , . « • I ^ l * / ^ \

géométrie des détecteurs Nal

Ltl valeuri de cet rapports traduisent la cohérence des mesuras entra elles et sont statistiquement égales à 1.

B. Correction due 1 l'effet du "Beam-turning"

La rotation de la corrélation angulaire due aux champs extérieurs 8 t est appelée "Bean-turning" ou rotation du faisceau.. C'est un effet parasite qui Introduit une precession équivalente à un facteur g positif, le champ de fuite macroscopique produit une deflexion des particules chargées ainsi que du faisceau incident. C'est pourquoi nous Introduisons une correction qui en tient compte. La précession totale mesurée sera :

•t»t = *CT * *m

OÙ : •(.-, désigne la precession due au champ transitoire

• B T désigne la précession due 3 la "rotation du faisceau"

*gf est déterminée dans une expérience séparée où toutes conditions égales par

ailleurs, seule la feuille ferromagnétique est remplacée par une feuille

Inactive (par exemple le Ta).

-49 -

La variation du taux de eoaptage provoquée par le clianp extérieur peut être expliquée par deux raisons :

a) la rotation au cone de détection des particules diffusées provoque «ne corrélation différente de celle observée en l'absence du champ extérieur. Malheureusement cet effet ne peut être calculé que dans te cas de l'excitation coulomb!enne.

b) l'effet de déplacement de la source gamma par rotation du faisceau incident, est en génral faible et peut être calculé.

Expérimentalement, ce phénomène peut être souvent négligé en diminuant le champ de fuite entra 1: cible et le détecteur de particules i l'aide d'un (cran magnétique couvrant le détecteur. Un autre remède consiste i utiliser des feuilles ferromagnétiques aussi "douces" que possible, nécessitant un faible champ de saturation.

C. Determination expérimentale de B C T en fonction de •

La précession du spin nucléaire introduite par l'Interaction entre le champ transitoire et le «ornent magnétique du noyau peut être déterminée par deux méthodes :

1, Méthode intégrale

C'est 1* premiere méthode qui a été aise en oeuvre, les noyaux sont totalement arrêtés dans la feuille ferromagnétique avant de se désexciter, par conséquent, la précession totale se décompose en deux termes :

< " »tOt * *CT * «ST

• C T désigne la précession due au chaap effectif qui agit sur le noyau lors de son freinage Jusqu'J l'arrêt dans le ferromagnétique pendant le temps t ^ f .

-50-

• C T est donnée par :

(2) ^ " « f - W e f f

t S T désigne la precession ayant pour origine le champ statique 8 5 T , Ce dernier agit sur te noyau au repos avant de se désexciter. « S T est donnée par :

,3, • S T * 9 f l * - " - t S / T - - S T

ts : temps d'arrêt L'effet mesuré par cette méthode est grand puisque te champ agit pendant un temps de l'ordre de ta picoseconde, par contre, tes Informations sur ta variation du champ transitoire avec la vitesse sont moyennéfs.

2. Méthode différentielle

Cette méthode a été mise en oeuvre par le groupe de Strasbourg 1G0L76]. Elle est fondis sur l'utilisation des feuilles minces ferromagnétiques que l'ion traverse bien avant de se désexciter et s'arrêter dans un milieu non magnétique. L'expression Intégrale de la précession du noyau traversant la feuille entre l'instant tCentrée) et t a (sortie de la feuille) est donnée par

14) •n ' « f [\£ . - * -t c£ .,f,dt-3.1 £ ,-vr t t £ BlV)dt.X

B(t) désigne te champ magnétique agissant à l'instant t . Ainsi, d'après (2) et ' (4) le champ transitoire »_. f sera donné par la somma des deux intégrales de l'expression (4) qu'on divise par un temps effecti f t e f f .

'e f f e s t < , 0 , m ' p 4 r ' ' e * P r e s s , o n I 5 ' l u < s e r a calculée dans le paragraphe suivant :

•£•-** «) V f "Jt1 e " V T « - T - (e - M /T . , - t i / T )

ainsi /•ta

8 «f f " JM *<*> « " t A d W t e

-51-

3. Calcul du temps effectif en temps de transit

t f f est le temps pendant lequel le champ transitoire agit sur le noyau de

recul [SPE81.]. tl est calculé en tenant compte du passage de l'ion dans les

trois couches de la cible depuis la création de l'état excité.

L'expression finale du t e f f est :

Pour aboutir â t f i f f il faut déterminer t i et t a.

- détermination de t.

tfl est le temps moyen écoulé entre la production de l'état excité et le

début de recul dans le ferromagnétique. La probabilité pour qu'un noyau excité

atteigne la fc il le est e ', en faisant la moyenne sur l'épaisseur de la

cible, cette probabilité devient :

U V A d t

La probabilité pour qu'un noyau excité a* l ' instant t^ atteigne le ferromagnétique est e , d'où l'on tire :

t, = -i Ln(y(l-e" T / '))

T représente le temps de vol des noyaux dans la couche cible- Lorsque T est

longue tf = 172.

- détermination de t

le temps moyen de sortie de l'ion du milieu ferromagnétique peut être

déduit â partir de l'épaisseur de la feuille et du pouvoir d'arrêt donné par

!ZIE80;.

Un programme de calcul a été utilisé pour la détermination de t „ pour les deux

sortes de cibles.

Lorsque la durée de vie' - est inférieure au temps de transit, l'erreur calculée

sur t eff sera liée â l'incertitude sur l'épaisseur de la cible ainsi que sur la

durée de vie. Lorsque T > T, l'erreur provient uniquement de l'épaisseur de Ta

cible.

C H A P I T R E I I I

RESULTATS EXPERIMENTAUX

-52-

III.a. Introduction

La précession du spin du deuxième état excité du noyau OU" * 3") a été aesurée i l'aide de la technique des corrélations angulaires perturbées (C.A.P.) discutée dans le chapitre i . Le schéma des niveaux de ce noyau est présenté sur la figure [ I I . 1 . L'oxygène a été choisi pour les raisons suivantes :

1) L'état j ' - 3* peut être fortement peuplé à l'aide de la réaction nucléaire directe ou inverse. Les corrélations angulaires gaana sont hautement anisotropes et sont particulièrement adaptées pour la méthode (C.A.P. î .

2) Le facteur g du même état est connu. Sa valeur est obtenue a l'aide de la technique dite du "Plongeur" et d'une mesure différentielle en temps (RAN73) g • 0.55 (3). Le champ transitoire est déduit de celle-ci, du temps effectif d'interaction est de la précession en util isant l'expression :

a - ^ C T w N g t e f f

3) La durée de vie est également connue - - 26.6 ps [AJZ77I. Cette valeur est nécessaire lors du calcul du temps effectif d'interaction.

4) Le champ atomique hyperfin associé aux électrons non appariés des

couches atomiques H et Zs est connu. B ] s = 8.55 10 T et B». - 0.717 10 T.

5) La fraction de vacances de la couche K a été mesurée par [DYB79! a

l'aide de la technique des rayons X sur une gamme de vitesse allant de 2 v a

10 v Q. Cela nous permet de déterminer la fraction ionique de la couche K a

moitié remplie q l s- Connaissant cette dernière et le champ 8, , on peut déduire

le degré de polarisation de la couche K à partir des valeurs mesurées B „ .

6) Le champ statique qui agit sur le noyau excité au repos dans le Fe a

été mesuré par [SPE812J soit B S T = 6.7 (1.21T.

Nos mesures se sont étendues sur une grande gamme de vitesses allant de

1.4v i 8.1 v . Pour faire varier autant la vitesse de recul, nous avons utilisé

une réaction nucléaire sous deux formes : directe et inverse.

-53-

Dans ce chapitre, nous allons donner les résultats obtenus dans les différentes experiences réalisées dans le cadre de ce travail. Une première partie sera consacrée aux Maures i faible vitesse de recul. La deuxieac partie sera réservée I celles a hautes vitesses » > 4.5 v„

S*™

Ut 6.131

»f» •*-*fs

1 1 La:

Lr4-£s2&6pi

FIg.Itt.l echeata 4e* niveaux d'excitatiM du aoyau oxygène

-se-

H l .k . Neseres i des vitesses de recul faibles

A. Béactie* ' S K * ^ ' ! à E - M.S6 He*

L'état J* = 3" du noyau a été peuplé a l'aide de la réaction nucléaire directe de diffusion Inélastique °0(a,a') au moyen d'un faisceau de particules alpha d'énergie Eq > 10.9$ Hev, énergie de résonance de désexeitatlon du niveau 3*. La vitesse de recul initiale correspondante des ions dans le ferromagnétique est v f - 3 v f l.

1. La cible

La Cible était constituée de 160 vg/ca de V,0, évaporée sur une couche ? 2

double de 1.4 mg/cm de Gd et 1.5 mg/cm de Ag. Cette dernière joue deux rSlii :

1) Elle arrête les ions de recul sans que la corrélation angulaire soit perturbée.

2) Elle améliore la conduction thermique du Gd qui est de l'ordre de 8.8 H/rfk, valeur nettement inférieure à celle de l'Argent (422 M/imX) [LAN67J. Ainsi 11 elt possible d'atteindre des températures de l'ordre de pour le Gd, sans réchauffement local dû a la perte d'énergie du faisceau incident. L'épaisseur de le feuille ferromagnétique est le résultat d'un compromis entre un grand effet mesurable et une faible variation de la vitesse de recul. Ainsi nous avons pu couvrir une game de vitesse allant de 1.4 v a 3 v et déduire un temps effectif d'interaction : t g f f = 371 !20) fs. Le champ statique ne contribue pas > le précession parce que les ions traversent le ferromagnétique sans être arrêtés.

2. Dispositif experimental

La montage expérimental comprend :

- 4 détecteurs Nal - un détecteur annulaire de Si tlua w ' 5 0 mm2 polarisé à 400 V) refroidi

par effet Peltier. Nous l'avons placé à ISO' par rapport i l'axe du faisceau «f in de détecter les particules alphas rétrodiffusées et de peupler préférentiellèvent les sous états magnétiques « = 0

-55-

- un é l e c t r o a i m a n t qui suppor te , aimante e t r e f r o i d i t l a c i b l e .

Le montage électronique ainsi que le système d'acquisition sont décrits

dans le chapitre I I .

3. Mesures de la corrélation angulaire et de l'anisotropie des gansas

Dans le but de mesurer l'anisotropie des rayonnements gamma d'énergie

6.13 Hev résultant de la transition 3~ • 0 , nous avons u t i l i sé quatre

dé tec teurs N a l , dont deux é t a i e n t p l acés â 90° et 120° s e r v a n t 3 l a

normalisation des mesures. Les deux autres étaient i ns ta l l és à 28 cm de la c ib le

aux angles 30 e et 65°. L 'anisotropie R est déf in ie par le double rapport :

/ ^ ( 3 0 ° ) • N 2 ( -3<T) \

N x(65") • N 2 ( - 6b ! ' ) /

N, représente l ' i n t e n s i t é de la ra ie gamma d'énergie 6.13 Mev enregistrée

par le compteur 1 en coïncidence avec les part ic ipes alphas. L'anisotropie

mesurée à E = 10.96 Mev est R = 18.6 (1 .4 ) . a

Nous avons également procédé à la mesure de la cor ré la t ion angulaire non

perturbée des gammas â cinq angles d i f f é ren t s . A l 'a ide d'un ajustement en

polynômes de Legendre d 'ordre s i x , nous avons pu déterminer les coefficients

expérimentaux de la corrélation, so i t :

A 2 = 0.991(80)

A 4 = 0.370196)

ft6 =-1.876(75)

Sur la figure I I I . 2 nous avons porté les points expérimentaux de W(e ) ainsi que

les fonctions obtenues à l 'aide des coe f f i c ien ts expérimentaux e' théoriques de

la corrélation.

En comparant ces deux courbes, on peut conclure qu'on a un br.i alignement de

l ' é ta t 3" i cette énergie de bombardement.

Mous avons également calculé la dérivée logarithmique dt la corrélation

a n g u l a i r e en nous servant des c o e f f i c i e n t s expér imentaux. La courbe

correspondante est portée sur la figure I I I . 3 .

' •

-56-

Corrélation angulaire W(6) mesurée à EŒ=10.96MeV

0* 30* 60' 90* 120" ISO* 0 °

IAj =0.994 A, =0.370 A6=-1.876

F1fl.III2

Dérivée logarithmique l/\y*d^X^|9

en fonction de l'angle 6 de la corrélation

çi-après tes coefficients des sorrélations mesurées pendant 4 expériences

© E „ . HMeV Aj-9.994 A 4 .0J70 A t .-1.976

© E u =60MeV A,-0.«41 A 4 -0 245 A 6»-I253. v

Aj-9.994 A 4 .0J70 A t .-1.976

-

A,-0.«41 A 4 -0 245 A 6»-I253.

coefficients « A 2 - l théoriques i A 4 - 0 27} normalisés i A t»-2.273

®Ej(L-44MeV A s " 0 * 7 0 «HT . . . : A,-«M2 A4.«U6« ® E 'V^ M - V :A 4 =a.2"t4

A 4 = - 1 6 I C A, A . - 1 , 4 4 2

F i g . t I I 3

-St-

Nous remarquons un aaxioun â a - 5*', ainsi, lors de la «sure de la precession

nous avons placé not détecteurs Hal aux angles • 54" et • 54 • 180» où on « :

ls! = 9.1 (31

4. Aimantation du Gd

L'aimantation de notre feuille du A refroidie â 77" K a et* assurée par un cheap 8 M t « ISO G. Un tel champ est suffisant pour saturer les feuilles

•rinces ferromagnétiques, ainsi que le démontrent les mesures de precessions

précédentes et les tests de routine de feuilles effectuées a l'aide du

•agnétoaétre après préparation.

5. Mesure de la précession

Nous avons procédé â la mesure de la precession dans les conditions

suivantes :

1) Les détecteurs Nal ont été placés â 28 cm de la cible au» angles

Indiqués.

2) Le champ de polarisation a été inversé toutes les minutes environ.

Deux spectres typiques des particules obtenues à l'aide de la réaction 1 60(«,a') 1 60* t En • 10.96 HeV sont présentés sur la fig.III.4. Il s'agit de :

- spectre direct de particules

- spectre de particules en coïncidence avec les gammas d'énergie

supérieure i 6u0k«V. Nous remarquons que les pics des alphas correspondant aux

niveaux 6.13 HeV et 6.02 HeV ne sont pas résolus du pic correspondant au niveau

4.43 He» provenant du C(2*l qui contamine la cible.

La flg.lll.5 représente un spectre des JJ—is en coïncidence avec les alphas et

corrigé des coïncidences fortuites. Il a été obtenu en fixant une fenêtre

numérique sur le pic double , 60(3~) et , ZC(2*).

Après six aesures dont chacune dure environ six heures, nous avons déterminé

les 3 doubles rapports : DR ainsi que AA, GO définis au chapitre précédent. Ces

quantités sont présentées sur la fig.III.6 suivant la séquence de mesures.

Nos résultats ont été cor.-gès de l'erreur introduite par l'effet

parasite de "Beam-turninq". La technique de mesure a été décrite dans le

chapitre précédent. Nous avons utilisé une cible constituée de 220 ug/a? de

VjOg sur un support dî 25 an d'argent.

- 5 1 -

SPECTRE PARTICULE direct e» coincident pour l'énergie E^lO^ôMeV du faisceau

reaction ICD(*He.a) l cD6p

dtfteaeurSIvEMareè IfHT dM»lflC0UCh(»de\5QiiLiiii,ft.^ arGdU:%»*»a et Agtatftrf»

EU.I1U

-60-

SPECTRE GAMMA en coincidence avec les particules oc pour l'énergie EM-1Q.96MeV du faisceau

réaction 160<*He.«'),eO<3;>

alphas 40usésà 180T; coinddenoM fortunes <MduHes

•HMettu* Nul Sxl" d2lcmife[act«fel 1 • 1 • J ' *0O'-»O*.6 l£ l tV)

î> •fccp-o:**

1 !

100.

tairait 2.

fig.1115

-61-

£n présence d'un champ externe de 150 G et en l'absence du champ transitoire,

la précession mesurée sera attribuée exclusivement â la "rotation du faisceau".

D'où :

* B Î = 0.02(1) mrad

Nous constatons que cet effet est pratiquement négligeable.

La précession moyenne due au champ transitoire est : $ ; 3.55 (29) mrad.

Pour augmenter la vi tesse de recul, nous avons cherché une autre

résonance â des énergies plus élevées. En effet, nous avons peuplé l'état 3 à

l'aide de la même réaction directe au moyen d'un faisceau de particules alphas

d'intensité 30 nA et d'énergie E-i - 15.65 MeV. Cette dernière donne lieu à une

4.1 v

i un 0

ï. La cible

La cible choisie était constituée de 150 ..g/cm de V-0,- évaporée sur

2 2 1.06mg/cm de ud et 2.5 mg/cm de Ag. Le temps effectif d'interaction dans la

feuille est calculé de la même manière que précédemment soit :

t f f - 159(10)fs.

L'ion quitte la feuille ferromagnétique avec une vitesse v. 3.2 v . 2. Dispositif expérinental

La seule fiiod'f 'cat inn par <*<)ppori au roont.ige précédent consiste en un

détecteur de particules annul ai T- Si de surface plus grande (300 mm2, 100 ..t?)

couvert par une fente verticale de 5 min de large réduisant son ouverture

angulaire dans le plan de detect m r gamma a IL' na^s le système de laboratoire

pour assurer un meilleur alignement des s;;us ettii'j. magnétiques.

-62-

3. Mesure de 1'anisotropic

A l'énergie de bombardement Eo = 15.65 HeV, Tan iso t rop ie des gainas

mesurée dans les aimes conditions expérimentales que pour Es- 10.96 KeV est

R - 10.5(5). Nous avons également mesuré la corrélation angulaire en différents

angles ; t l 'aide de l'ajustement en polynômes de Legendre on a obtenu les

coefficients suivants :

A 2 = 1.027 (87!

A 4 = 0.403 (90)

A 6 = - 1.361 (76)

On constate que l 'alignement de l ' é t a t 3" est considérablement meil leur S10.96Mev

MeV qu'à 15.65 MeV.

La dérivée logarithmique de la cor ré la t ion angulaire calculé"! à l ' a ide de ces

coe f f i c ien ts présente un maximum à 6 = 52° où on a :

S = 6.6(2)

4. Mesure de la precession

En plaçant les quatre détecteurs Nal â 28 cm de la cible aux angles *_ 52°

et ^52° *_ 180°, nous avons procédé à la mesure de la précession. Les doubles

rapports mesurés sont présentés sur la fig.III.7 (p.73).

La precession du spin nucléaire corrigée de 1'effet de rotation du

faisceau est alors : * - 1.90 (24) nrad.

-63-

III.c. vitesses Je recml élevées

Pour obtenir des vitesses de recul élevées, nous avons utilisé la

réaction nucléaire inverse TO(,60,oll60* au moyen de faisceaux d'oxygène

d'énergie E, 6 =60 MeV et 44 Mev.

A. Réaction 4He( 1 60,o) J E . , = 6 0 MeV. 1 6 0

L'état 3~ est peuplé â l'aide de la réaction He( Û,o). L'énergie de

bombardement du faisceau est E., = 60 MeV qui donne lieu â une vitesse

initiale de recul dans le ferromagnétique v. = 8.1 v * M ion o

1. La cible

La c ib le u t i l i s é e é ta i t constituée d'une couche double. La première est 2

une f e u i l l e de 3.1 mg/cm du Gd, dans laquel le nous avons implanté de l 'hél ium

He* i 30 keV avec une dose de saturat ion * 6 . 1 0 1 7 ion W V c m . La deuxième 2

est une couche d'argent de 6 mg/cm a f in d 'a r rê ter les ions de recul et de

refroidir le Gd (Figure 111.8).La vitesse moyenne de l ' i o n â la sor t ie de la

feu i l le de Gd s'établ i t â v. „ = 6.7v„. ion o Le calcul du temps e f f e c t i f d ' i n te rac t ion t i e n t compte de la profondeur

de l'implantation de Tie dans la matrice ferromagnétique. Nous avons considéré

en effet que le ferromagnétisme disparait de cette couche d'implantation d'où :

2 . Aimantation du Gd

La feu i l le «rince du Gd refroidie à 77*K est aiaantée â l 'aide d'un champ

'ex»* "-03T, valeur fixée par le test du magnëtomêtre. Nous avons étudié en

détail la variation de la précession due au champ transitoire en fonction du

champ d'ainantation. Sur la f i g . I I I . 9 nous avons présenté les mesures de la

precession en appliquant des champs d'aimantation différents 150. 100, 300 6) 2 2

pour une f e u i l l e de Gd et Fe d 'épa isseur 3 .1 «g/cm e t 2 .5 «g/Cm respectivement les résultats obtenus montrent qu'une précession maximale peut être obtenue â part ir de B e x t = 5g G

- 64 -

*He(">0.«)">0*(y-*0*.6.13 MeV))

Réaction "inverse"

" 8 - " 1 8 ! S" * 6 " *» <M*poiUif expérimental pour la réaction «Inverse-et detail de la cible.

-65-

200 Gauss 300

O S

o

e

§ a

-s u jf s o

•o u ou

e <

0 o.ol o.o2 o.o3 Champ d'aimantation extérieur ITesla]

o.of Mai

0.002

40 Gauss 60U0O

Fig.111.9 ! Les'feuilles nrinces ferromagnétiques dans la d'êpilsieur du mg/cn sont saturées avec un très faible champ d'aimantation. Les precessions le démontrent également.

-66-

3. Dispositif expérimental

I I est semblable aux précédents pour les détecteurs gam» mais le détecteur de particules est plus épais 500vn. i l est capable d'arrêter les alphas diffusés I 0°. Le faisceau Incident de , 6 0 est arrêté par une feui l le de Au placée devant le détecteur .(voir f i a . - I I I . l l ) .

4. Mesure de la correlation amgalaire et de 1'anisotropic

A l 'énerg ie de bombardement E ] f i - 60 HeV, deux détecteurs de rayonnements gara»» «obi les sont placés i 30 en de la cible pour nsurer la corrélation, les deux autres sont fixés pour la normalisation. Sur la f1g.111.12 sont portés les points expérimentaux ainsi que la corrélation angulaire obtenue i partir des coefficients résultant de l'ajustement en polynômes de Legendr» d'ordre six. Les coefficients sont également portés sur la figure [ I I .13. L'anisotropie mesurée est :

RU0V65') • 5.4(3!

Nous constatons que l'alignement de l'état 3" â cette énergie de bombardement

est moins ban que celui obtenu avec les réactions directes.

La dérivée logarithmique de la corrélation angulaire est illustrée sur la

flg.III.3 et présente un maximum i a = 70" où on a ;

S = 3.6(3)

Ainsi durant les mesures de la précession, nous avons placé nos détecteurs â

±70" et ±70° ± 180"

5. Mesure de la précession

Sur la figure III.11 nous présentons des spectres typiques des particules

alphas directes et en coïncidence avac tous les gammas dont l'énergie est

diminuée par la perte a travers la feuille de Au. Nous avons également

représente les fenêtres fixées sur le spectre de particules alphas en

coïncidence avec les gammas.

Corrélation angulaire W(0) mesurée à Ei&o=60MeV

des points expérimentaux sont déduits les coefficients A4 =0.24 5 A $ =-1.253

Fig.III.10

•68-

SPECTRE PARTICULE direct et coincident pour l'énergie E^ôOMeV do faisceau

réaction 4He( , 6 0. a )"0(3p détecteur S * O*. le faisceau direct «ant stoppé

Fie.ULll

-69-

SPECTRES GAMMA en coincidence avec les particules oc pour l'énergie E1 6-60MeV du faisceau

réaction *He( "0 , «' ) , e 06j ) diffusés * or. lascBMianastoppt

cwncidences {grumes «thaws

»«• in-«

-:o-

Sur la fig.III. 12 nous avons présenté quatre spectres de gammas enregistras par

les quatie compteurs Nal en coincidence avec les alphas correspondant au niveau

3". Les deux pics d'échappement de paire sont caractéristiques de la dimension

des détecteurs Nal soit 5" x 6".

Dans la même réaction, nous avons peuplé égalaient les états I'(7.ll HeV,

10 fst «t 2*(6.91 MeV, 12 fsMAJZ 77). Les deux niveawt ont des durées de vie

très courtes par conséquent, les ions de recul dans ces états se désexcitent

presque entièrement avant d'interaglr avec le Fe ou Gd. les remarques suivantes

peuvent être faites :

1} le champ statique n'agit pas car le noyau n'est pas arrêté dans le

ferromagnétique.

Z) la precession de ces spins nucléaires due au champ transitoire est

d'un facteur i/At soit - 0.05 plus faible que celle du niveau 3". U et i

représentent respectivement le temps de transit et U durée de vie des états

2\ r.

Les doubles rapports correspondant aux différentes mesures sont présentés sur

la fig.III.13 , L'intensité des raies gammas comprend uniquement le photopic et

le premier échappemen'. de paire.

La précession moyenne du niveau 3' corrigée de l'effet parasite est :

« = 6.3 (7) mrad

A cette énergie de bombardement nous n'avons pas pu mesurer le champ

transitoire dans le Fe â cause du très haut taux de comptage gamma Issu des

réactions nucléaires dans la feuille du Fe. Dans le cas du Gd cette situation

est considérablement meilleure â cause de la valeur élevée de la barrière

coulombienne.

B. Réaction 4Het 1 60,o) 1 60* à E18 0=44 MeV

Nous avons réalisé trois expériences différentes S cette énergie de

bombardement dont la vitesse initiale de re^ul dans le ferromagnétique est de

v. • 7.2 v . La mène technique de mesure de la précession que précédemment

est mise en oeuvre ici.

-71-

1. i cibla

le ckaup transitoire sur une gaune de vitesse allant de *-S v g a 7.2 v 0 dans le Fe et Gd en faisant varier l'épaisseur de I * feuille ferromagnétique. Ainsi, trois cibles ont été choisies selon les critères dejA discutes I savoir la grandeur de l'effet nesure et la faible variation de la vitesse de recul :

" 4He + Isolante â 30 keV dans 2.5 me/cm2 de Fe + 6 •g/en2 de Ag. 2 1 *He* laplanté â 30 keV dans 0.95 no/ca2 de Fe • 9 ag/ca2 de Ag. 3) *He* laplanté â 40 keV dans 3.2 ag/ca2 de Gd • 6 ag/ca2 de Ag.

Des feuilles d'or d'Epaisseur bien choisies ont été placées devant le détecteur afin d'arrêter le faisceau incident et qui laissent néanmoins passer les particules alphas diffusées i 0". Les vitesses d'entrée et de sortie des ions dans les différentes natrices ferromagnétiques ainsi que les temps effectifs d'Interactions sont présentées sur Te tableau 1.

cible n*

I 2 3

ftat

7.2 7.2 7.2

4.7 6.5 56

•eil (fs) 230(0)

66(3) 255O0)

tableau n* 1

-72-

2. Mesure de la corrélation angulaire et de l'anisotrople

Dans des conditions similaires à celles réalisées â Ejg. - 60 NeV, nous avons procédé à la mesure de l'anisotropie ainsi que la corrélation angulaire pour les trois expériences. Les coefficients de la corrélation, ainsi que les anisotropics mesurées sont portés sur le tableau 2 et qui montrent que l'état 3" est bien a l igné. Les courbes correspondant aux diverses dérivées logarithmiques des corrélations angulaires sont portées sur la f i g . I I I . 3 . Ces dernières présentent un maximum â 8 = 70" dont les valeurs sont également présentées sur le tableau 2.

cible n*

I 2 3

R=wLio3fs=uas "wfev): 11.54 12.7 12.

7 2 9 7.46 7.66

870(36)

892(13)

l 4

169(39)

.244(16)

1.842(59)

1.810(13)

tableau n° 2

3. Mesure des précessions

Les doubles rapports mesurés dans les mêmes conditions expérimentales que

pour le cas de E ] 6 = 60 Keï sont :

DR 3 ' Z36.0(13.0)

Les précessions moyennes obtenues à parlir de ceux-ci et de la dérivée

logarithmique S sont :

?.n UO) rarad

*, - 6.3 (3) rcrad.

-73-

F l g - I I I . 6

160 120

BO to 0

to

t \ , . ' > 0 . J 6 ^ | '

F njEit»-iJ%r !(DD-ir«.-4.9 f • I IJ -umosi <»•<)

E pm-J'^.144(12)1

J_^. S 1

- i X i 5 1 . . <" mmta» it ta munit

*uo * 80

to

0 Fig- "1-7-40

E« • 1S.6S HeV. • i i i

k (lE-Ifi, =51.6(6.11

• * * •

•2 6 10 i t IS mm?*e de U. actifir

FÏ9.IH.13

t MM • •

7 160 S 120

. Q

-f

(m-i r/.. -95.0(10)

80

to -+ 1 1 j ' ;

0 i j i_ _ • — > — i —

1 3 5 7 »

mmfao de fit awjii-ic

-7a-

Ill.d. Résumé des résultats expérimentaux

Le cheap magnétique transitoire est déduit de la précession i l'aide de

l'expression suivante :

°CT »fi

• ,n' teff

o et »N représentent respectivement 1e facteur gyromagnétique et le magneton nucléaire. Les principaux résu l ta ts expérimentaux r e l a t i f s aux champs transitoires agissant sur le spin nucléaire du noyau 0(3") sont résumés dans les deux tableaux suivants :

R. Recul dans le Fer

y&v V ° u t ( v 1 V / v „ * ° t e „ (fs) (p(mrad> . P e r » »

436 (64) 1.5 0 9 1 2 130 (») 1 50(22)

. P e r » »

436 (64)

3. i a 2 4 138 (8) 1.22(20) 333 <55)

3. 1 4 2.2 220(H)) 2.46(39) 4 2 2 (51)

7.2 4.7 5 9 5 230 (6) 2.42(20) 397 (37)

7.2 6 5 6 8 5 66 (3) O.S9U3) 509 (77)

réf. [SP£8I 21

B. Hecul dans le Gadolinium

M&v vtsitvj V/v * •

tefl «s) 0 bnrad)

350(25) 361 (35) 3 1 4 2 2 371 (ZO)

0 bnrad)

350(25) 361 (35) 4.1 3 2 3 6 5 158 CIO) l .90«5> 453 (64) 7 2 5 5 6.35 255(10) 6 30 (30) 931 (5?) 8 1 6 6 7 3 5 211 (10) 6 10(70) I0BOU30)

-75-

Dans le chapitre suivant, les résultats expérimentaux seront analysés i l'aide des prédictions théoriques pour les deux catégories de recul.Ainsi nous nous proposons de discuter les points suivants :

1) expliquer la forte Intensité du champ à faible vitesse de recul 2) variation du champ avec la vitesse de recul pour v • 7 v g. 3) variation avec la densité des électrons polarises du ferromagnétique 4) tester les forées empiriques

C H A P I T R E t ï

INTERPRETATIONS ET DISCUSSIONS

-76-

IV.a. Introduction

11 «St «Intenant admis que le champ transitoire ne peut être attribué

qu'aux électrons polarisés et non appariés des couches Internes ns. (1s, 2s,

. . . ) . Dans notre travail, la forte intensité des champs mesurée confiras

cette hypothèse. A partir des résultats présentés sur le tableau IV.? nous

remarquons que :

• Dans le Fer, le chaap varie légèrement avec la vitesse dans la gar-e

2 v o '• y io» ' 7 > z V

- Dans le Gd, la variation du champ aver la vitesse e'it considérable et atteint une val' - de 1 KT au voisinage •« v » 7,5 v^, Jusqu'à présent, aucun modèle théorique ne permet de calculer ''• Seg/A d* polarisation, A défaut, on attribuait le ; valeurs mesurées aux iwcanlimit o> polarisation discutés ou chapitre !. Nous avons étaoli i,v expression théorique fondée sur le mécanisme de la d i f f us ion " s p i n - f h p 1 pour Interpréter nos résultats dans le Fe et Gd. Un accord raisonable apparaît entre las valeurs mesurées et calculées aux vilesses élevées, malgré la simplicité des hypothèses.

Nous nous proposons également pour conclure de comparer nos résultats avec la urèoiction concernant l'augmentation proportionnelle du champ transitoire avec la densité d'électrons polarisés du Fe et Gd. Nous testons enfin les formes empiriques discutées au chapitre I .

IV-tv Comparaisons avec les prédictions théoriques

" CKyi.JsD5.1ê.Efr

Sur la figure : » . ! nous avors représente les champs transitoires mesurés i différentes vitesses de recul de l o n dans le Fe. Nous avons également représenté pour mémoire la cci.rie L.ï.qui résulte de l'hyocthese de la diffusion des électrons polarisr-s fur l ' ion de recul, formulée par Lindhard-Winther. Nous consumer, qu'elle constitue un très faillie effet.

-77-

6oo

Sonde 16D(3") traversa \ i des feuilles de

^ N " 0 2 4 6 8

Vitesse de I' ion Oxygène en unités v / v o

Fia-lV-l : Comparaison des résultats expérimentaux avec : - L.H. (Théorie de Lindhari-Winther) - A. calculé i l'aide de l'expression B C T 'B, s .q , s .P 1 s

ou P l s«0.14.

- B et C fonee empirique proposée par [ZAL78I et (SHU801

respectivement.

-78-

La courbe notée A a été obtenue en attribuant le champ aux électrons liés et

polarisés des couches internes ns, en se servant de l'expression suivante :

B ~f(v,Z,matrice) = B, (Z).P, (v,Z,matrice).q, { v,Z,matrice) (1)

Cette expression est justifiée par le fait que les ions ayant un seul

électron dans les couches 1s sont dominants dans toutes les régions de

vitesse (2v < v. < 10 v ), comme cela est montré -sur la figure 1,3. o ion o 3

Pour les faibles vitesses de recul on remarque la présence d'une large

fraction de vacance q, = 0.28. Cette quantité qui reste constante sur la

région v. < 5 v peut être expliquée par le mécanisme des orbitales

moléculaires. Ce dernier prédit l'ionisation de la couche K. par le processus

de promotion des électrons. Ainsi nous pouvons conclure que q, > q (n>l)

dans la gamme 2 v < v. < 10 v . 3 o ion o

La technique expérimentale de mesure de q, ne permet de faire aucune

distinction entre les ions ayant la couche 1s simplement ou doublement

ionisée. Cependant au voisinage de v. - Z v , la fraction d'ion ayant la

couche 1s totalement ionisée est considérable - 30?.. Ainsi ces résultats ont

été corrigés en utilisant les distributions d'état de charge de l'ion à la

sortie du solide données par [MAR68].

En première approximation, nous avons fait une estimation théorique avec un

degré de pol<- isation constant P, = 0.14 [BEN80]. Cela suppose une

participation exclusive des électrons des couches M et N du Fe dans

1'interaction a

1'expression :

, = 2.2

N t . et N , : nombre d'électrons total, polarisés dans la couche H tot pol

et N respectivement.

-79-

Cette courba reproduit les résultats obtenus et nontre clairement qua les

électrons polarises jouent un rôle primordial pour la création du champ.

Selon ces hypothèses, nous pouvons supposer que la variation du 8, T »vec la

vitesse de recul est gouvernée par celle de q | s avec y.

- SssvUsnJsjai

Contrairement au Fe, nous ne disposons pas de résultats concernant ta fraction de vacance q.. de la couche K de Mans le Gd, par contre on peut avoir une Idée sur la variation de la charge effective de l'Ion dans les deux Bilieux Fe et Gd en fonction de la vitesse de recul. Pour ce faire» nous Utilisons une expression liant la perte d'énergie spécifique dans le solide a la charg* effective de 1'1on [BET77] tel que :

a * ion^ol e r T a x lusol

}on*sol : Perte d'énergie spécifique de l'ion reculant dans le solide I una vitesse v.

dE M

oT J££0i : pe-te d'énergie spécifique du proton reculant dans le néne solide et 1 la mène vitesse.

q_»» : charge effective de l'ion.

Les deux premières quot i t és sont tabulées pour plusieurs couples (Cible-projectile) jZIESOI. En appliquant ces expressions aux cas de '«0 dans le Fe et Gd, on remarque que la charge effective est la même dans les deux milieux comae cela est montré sur le tableau 1 où nous avons présenti le rapport q-fffGdl/q^lFe) en fonction de la vitesse.

-80-

Pour des vitesses élevées, v > 5 v . nous pouvons conclure que la fraction 16

d'ion ayant un électron dans la couche ls de 0 lors du recul dans le Gd est

la même que celle mesurée dans le Fe. Ceci n'est pas étonnant si on sait que

les ions dans des états hydrogénoïdes sont prépondérant dans ces gammes de

vitesses îMAR68I et que leurs charges effectives sont égales dans les deux

milieux.

Sur la f igu re IV-2 nous avons présenté les résu l ta ts concernant le champ

t r a n s i t o i r e agissant sur le noyau 0(3 ) îors du recul dans le Gd. La courbe

notée L.W. a été calculée à l ' a ide de la théorie de Lîndhard-Winther et

montre clairement l ' insu f f i sance du modèle aussi bien aux fa ib les qu'aux

hautes vi tesses. La courbe notée A a été calculée théoriquement â l 'a ide de

l 'expression (1) avec les suppositions suivantes . (p.7B)

- un degré de polar isat ion constant p-, = 0 2, cela suppose une

par t i c ipa t ion exclusive des electrons des couches externes N,0 du Gd dans

l ' i n t e r a c t i o n avec la couche K de 0

- une fraction de vacance q, égale dans le Fe et Gd. Cette supposition

es t j u s t i f i é e uniquement aux v i t e s s e s de r e c u l é levées v > 5 v .

Nous constatons que nos résul tats sont reproduits à fa ib les vi tesses, par

contre dans la région v- > 6v le champ mesuré est nettement supérieur. 3 ion o r r

Cela peut ê t re expliqué par l 'ex istence d'un mécanisme de polar isat ion

prépondérant qui favor ise le t rans fer t de cette dernière de la couche 4f du

Gd dans le ls de 0 conduisant ainsi à un degré de polar isat ion élevé.

" extraction_du_degré_de_go}arisation

En se servant de l 'expression (1) et en tenant compte du f a i t que les

mesures de la f r ac t i on de vacance sont correctes (avec l ' i n t roduc t ion des

c o r r e c t i o n s aux v i t e s s e s é l e v é e s ) nous avons d é t e r m i n é l e degré de

po lar isat ion en fonct ion des d i f férentes vitesses de recu l .

pexp , . 1 B e f f ( v > H l s l V J " q l s ( v ) B h*P(z)

"0 2 4 6 8 Vitesse de l'ion Oxygène en unités V v o

Fig. IV.2 : Conparalson des résultats expérimentaux avec :

- L.H. (Théorie de Lindhart-Hinther)

- A. Le champ calculé en posant B^. = B l s . « I i s - ^ j °fi

- C. Forme empirique donnée par [SHUBO]

-Bi­

les résultats sont présentés sur les tableaux 2 et 3 (p.53).

IV.c. Tests des mécanismes de polarisation

Quoique le transfert de polarisation du milieu ferromagnétique vers

l'Ion de recul est connu corne étant un processus primordial pour expliquer

les Intensités mesurées du champ transitoire, jusqu'à présent aucun modèle

théorique n'était élaboré pour expliquer et calculer le degré p . Il est a

noter que le degré de polarisation extrait des mesures peut fournir quelques

renseignements sur ces mécanismes de transfert.

- Captur£_diree^e_tes__é1_ec.tro:ns_jio_la^

La capture directe des électrons polarisés du milieu ferromagnétique

pa' l'ion de recul (discuté au chapitre I) semble surtout dominant dans le

cas des noyaux lourds |HAUS3|. Pour les noyaux légers, elle ne peut être

considérée corne un mécanisme responsable du transfert de polarisation. Ceci

est démontré dans notre travail ainsi que ISPE^g^J.Dans notre cas, la section

efficace de capture des électrons polarisés 3d, 4f du Fe, Gd, respectivement

dans la couche 1s de 0 est extrêmement faible (° < 10 cmJ pour rendre

compte de l'effet observé. Ces sections efficaces sont présentes sur les

figures 1.4 et i.5.

• ?s!ffitert!0Ji. Pît J.a. Sltfi'îiffl. A" edyOTS jft. JBI I r iBli'/J 1E".

Le mécanisme de la diffusion d'échange de spin entre les électrons

polarisés du ferromagnétique et l'électron non apparié de la couche ls de 0

n'a jamais été envisagé théoriquement en détail. Un rappel de ce mécanisme

est présenté au chapitre I. Jusqu'à présent, l'évaluation précise de la

section efficace de la diffusion "spin-flip" n'est pas possible è cause de l'absence des calculs théoriques portant sur les déphasages n * et n *. pour

expliquer nos résultats expérimentaux, nous avons fait une approximation de

cette section efficace telle que :

0 s f - 9 s f(max) = - i ^ * o . H . K T 1 7 cm Z

zion

-83-

[ V A , 2 3 4 S 6 7 a

bJM/qJP* 1.07 0.98 1.02 0.98 0-99 1. 0.99

Fe

tableau n" 1

7*) B C T (T) q l s P i s 1.2 436 (64) 27 (5) .10 (6) 2.4 333 (55) -27 (5) .18 (6) 2.2 422 (5D 35 (4) .14 (5) 5 9 5 397 (37) 35 M) .13 (2) 6.65 509 (77) 44 (5) 14 <5>

tableau n° 2

I rti. tSPEBIzJ

Gd

V/v , BC T(T> ] q l s Pis 2.2 361 (35) 27 (5) .16 (4) 3.65 453 (64) 27 (5) .20 (4) 6.35 931 (57) -40 (5) .27 (3) 7.35 1060 a 3d) 50 (6) .25 (4)

tableau n" 3

-84-

Le degré de polarisation est déduit de l'expression que nous avons établie et

qui est expliquée au chapitre 1 .

Ainsi, après les c a l c u l s t h é o r i q u e s , nous avons obtenu deux courbes

différentes pour le Fe et le Gd qui sont présentées sur la figure IV.3 . Sur

la mené figure sont portés également les degrés de polarisation déduits des

champs et les fractions de vacances mesurées en fonction de la vitesse de

recul.

Dans la gamme des faibles vitesses v < 5 v la déviation des résultats

expérimentaux avec les valeurs calculées est attribuée au mécanisme des O.H

qui peut avoir une grande influence sur le transfert de polarisation.

Aux vitesses élevées, nous constatons qu' i l y a un accord raisonable entre

les valeurs calculées et mesurées.

" JMarjAiyp.P.._Pî ir_J_Ê-J ,rJLcAs-s-u-s__d^^

Dans le cas du recul dans le Fe à v = 2 v , nous constatons que le

degré de polarisation est élevé P. = 0.17, par contre, à v > 3 v i l resi.3

pratiquement constant; P, = 0.13. Comment expliquer cette forte valeur ?

En e f fe t , le mécanisme des orbitales moléculaires peut jouer un rôls

primordial pour le transfert de polarisation de la couche 3d du Fe vers la

couche ls de 0 aux vitesses de recul très faibles v < 3 v . Ce processus a

été établi par [5PE81,] pour l ' ion 1 2 C ( 2 + ) et 1 6 0(3" ) ensuite.

L'étude du diagramme adiabatique des orbitales moléculaires montre clairement

que ce mécanisme peut avoir l ieu uniquement dans une gamme déterminée de

vitesse. La règle d'adiabaticité permet de fixer une limite supérieure â la

vitesse. Sur la figure 1.7 nous présentons cette valeur rjur v > 3 V au

dessous de laquelle, l 'électron ls ne peut effectuer la transition vers 3d de

la quasimolëcule par l'intermédiaire de l 'orbi ta le notée 60.

Par contre au-dessous d'une vitesse l imite v , , le phénomène de répulsion

coulombienne des deux noyaux empêche le transfert de l'électron â l ' intér ieur

de la quasi-molécule. Nous pouvons estimer cette l imite en considérant que le

rayon moyen de la couche K est égal à la distance minimale entre les noyaux.

Dans ce cas :

4 " V k Zyl,, e 2 = \ m( 1 6 0) ï *

•85-

rf

8

o.3 .V-

•

0>

4)

a

et modale spin-flip"

0 2 4 6 0 Vitesse de 1' ion Oxygène en unités v / v 0

Fig.IV.3 : Degré de polarisation calculé par le afeairisae 'spin-flip* et aSSrTnp&iiicntaleaent dans le Fe et Gd.

-86-

Z . , Z , représentent respectivement les numéros atomiques de 1 Mon et le

ferromagnétique. On en t i r e :

V! = 0.34 V 0 pour Fe + 0

v 1 » 0.53 V 0 pour Gd + 0

Ce mécanisme permet d'expliquer le transfert direct de polarisation, nais ne

permet pas de calculer la section efficace de t ransfer t . .

Dans le cas du Gd, nous ne disposons pas de diagramme adiabatique de (O.H) du

système moléculaire OtGd, par conséquent nous ne pouvons pas discuter des

détails pour le gadolinium.

IV.d . Variation du champ transitoire avec les milieux de recul

Sur la figure IV.4 nous présentons tous nos résultats concernant le

champ transitoire agissant sur le noyau 0 dans le Fe et le Gd comparés â

deux courbes obtenues i l 'aide de l'expression (1 ) . Lg courbe en point i l lé a

été calculée pour le recul dans le Fe en ut i l isant un degré de polarisation

constant (P|"=0.14) et la fraction de vacance q, (corrigée des doubles

vacances}. La courbe du Gd en t r a i t plein est obtenue en multipliant la

première par le rapport de densités des électrons polarisés du "-d et Fe,

soit : 1.16. Cela suppose une variation proportionnelle du champ transitoire

avec l a densité M B I L .

Evidemment, cette prédiction est en accord avec nos résultats dans la gamme

des faibles vitesses v < 5 v . Par contre, un accroissement important

apparaît pour v > 5 v g . Le chaap mesuré dans le Gd est nettement supérieur à

celui dans le Fe. Ainsi au voisinage de v = 7 v nous pouvons déduire un

rapport :

Ce comportement est en contradiction avec la variation prédite par le modèle

de L.U. ainsi que celui des électrons polarisés qui donne un rapport égal â

1.16.

-87-

*M 1400

I V 1 2 0 0

g lOoo

ID

*> _ 9 Boo .ST •0»

e | 6oo

•h 'S .•s 4oo

O. 200 •

des feuillu •imnitéH

, e0(3*J de Far at Gadolinium

« Ji .

J? J 2 4 6 8 10

Vitesse de I' ion Oxygène en unites v/v©

Flo.W.4 : Le Cheap transitoire aesurë dans le Fe et fid. Les courbes sont calculées i l'aide de l'expression Bgj* B | t >4] s -

P i s ça P 1 s » 0.14 pour le Fe. La courbe du Gd est obtenue an aulttpHant la preafèr* par 1.16.

-88-

Ca résultat eonflrae un travail similaire effectue rice—cnt I l'aida du M9N 9 fcrecala*t «ans le Fé et Gi. le rapport aies! oMeno «st lllUroaint •tas fWM« s « « 1.42. Get t r w a n K t t n t en cane la «Mrallsttloa dt cattt propriété. (HHUS3] l e * calculs effectues 1 l 'a ide du nidèle "spin- f l ip* dc j i discute reproduisent Man le rapport experipmtal à v - 1 v Q :

- • B ^ F è r ^ i n - f l 1 | " = 2 2

-89-

Itf.t. Tests des forées empiriques

Nous présentons ici un aperçu des résultats d'ion reculant dans le Fe et Gd qui sont comparés aux forées empiriques discutées au chapitre I . Sur les figures 1V.1 et VI.2, la courbe B a «té calculée a l'aide de l'expression proposée par [ZAL78] et qui prévoit une variation linéaire du champ transitoire avec la vitesse. On constate un désaccord très Important avec les résultats expérimentaux. La courbe notée C a été calculée I partir de la forme donnée par [SHU80], Dans le cas du Fe, aucune paraaêtrlsatlon ne peut rendre compte de nos résultats à faibles et â hautes vitesses. Pour le Gd, 11 est 1 noter que l'accord global de la forme empirique avec les données expérimentales n'est satisfaisant ni aux faibles, ni aux hautes vitesses. Ceci n'est pas étonnant puisqu'elle Implique une augmentation propotlonnelle du champ avec la densité des électrons polarisés. On peut donc conclure que la méthode de la paramétrasation empirique est inadéquate pour prédire et extrapoler les résultats expérimentaux dans une large garnie de vitesse. Par contre les points expérimentaux sont bien situés sur une droite passant par l'origine.

C O N C L U S I O N

-90-

En nous aidant de la technique des correlations angulaires perturbées, «MM « M M mesuré 1« champ transitoire sur une grande gamme de vitesse de recel de l'Ion Oxygène dans deux ndlien ferroeBgnetiqses de nature diffèrent*.

Mous avons ainsi observé une différence très importante entre nos résultats et le prédiction générale concernant l'alignentation proportionnelle du Cheap avec le densité de polarisation des fernangnëtlques. Cette propriété qui semblait Men établie depuis longtenps ne peut cependant être maintenue.

Nous avons également teste les mécanismes de transfert de polarisation, dont celui concernant la polarisation par Échange de spin semble le plus intéressant l haute vitesse puisqu'il reproduit raisonnablement nos résultats dam les deux milieux de recul. Le mécanisme de capture directe des électrons polarisés est exclu t cause de sa faible section efficace. A faibles v1taises par contret le phénomène des orbitales moléculaires peut Jouer un role Important pour Ioniser et polariser la couche K.

Nous avons finalement testé les expressions empiriques qui étalent formulées ces dernières années. A l'évidence, leurs échecs ne sont pas étonnants devant la nature atomique complexe du champ transitoire.

Actuellement, le nombre d'expériences faisant apparaître des processus de polarisation «et très insuffisant pour c l a r i f i e r la si tuat ion. Afin de progresser vers une meilleure compréhension des phénomènes observés» 11 est nécessaire de mult ipl ier ce genre de travaux avec d'autres noyaux «t d'approfondir l'aspect théorique de la polarisation par échange de spin pour vérifier notre approximation qui semble prometteuse. Ainsi, dew aspects devraient être élaborés :

1 . Dépendance des déphasages v is - i - v is de la vitesse de recel . 2. Envisager le processus inélastique ou tous les électrons non apparié*

du ferromagnétique participent a la diffusion.

Pour l'instant, nous pouvons conclure que le degré de polarisation élevé • i t très dépendant da la charge de l'ion. Si cette propriété était confirmée par d'autres expériences, des réactions nucléaires produisant des vitesses da recul voisines de Zv0 seraient des outils de choix pour l'application de la méthode du Cheap transitoire è la spectroscopic nucléaire.

-91-

REFERENCES

AJZ 77 AJzertorg-SelMe <F.) Hurt Phys A 281 (1977) 24. AMD 74 Atomic and Nudear Data Tables WoL24.ii* 4 . BEN 80 6enc»M<«ller(R).Hass(K).Sakœ,Annfleif l lucU>art5ct30(l980)53. BET 77 8et2(HD.)AnalsraelJ>hys.Soc.l,eilBosner IKa»sh(1977)255. 80R 66 8c«Aers(R.R.),BninsonOi).),riurnick(O.E.),Grodzins(L),

PhyaRevlett l7(l966)l099. BOR 68 Borcl*rs(RJUHersk1mKB.),BixmsortJ.D.),Gi^ir^

PhysJtevJ.ett20 (1968)424, BRI 30 Brlnkmsn (HE.), Kramers (H/U.Proc. AcadSci.Amstentam 33 (1930) 973. DAN 68 Daniel (E), Hyp.Struct.and Nucl. Rad, Conf. Asilomar. (North-Hoiland, 1968) 450. DVB 79 Dybdal (K.), EberhardtU. L.) ,Rud ( N.) Phys. Rev. Lett. 42 ( 1979) 592. OYB 80 Dybdal (10, Habilitation, Univ. Aarhus ( 1980). EBE 74 Eberhardt (J.L.), Horstman (RE.), Human (H.V.), Van Middelkoop (6.),

NUCl. Phys. A 229 (1974) 162. EBG 75 Eberhardt (J.L.), Van Middelkoop (G.), Horstman (R.E.),Oaubt (H.A),

Phys. Lett. B 56 (1975) 329. EBE 77 Eberhardt (J.U, Horstman (R. E), Zalm (P. C), Doubt (A), Van Middelkoop,

Hyp Int 3 (1977) 195. EIC 75 ElchlerU), Wille (U), Phys. Rev. A 11 (1975) 1973. EIC 76 ElehlerU),Wille(U.), Fastrup (B), Taulbjerg (K.). Phys.Rev.A 14(1976)707. FORI 75 Forterre (M.), GerberU), Vivien (J. P.),Go1dberg (M.B.), Speidel OCR),

PhV8. Lett. A 55 (1975)56. FORa 75 Forterre (ft), GerberU.), Vivien (J. P.),Goldberg (M.B.),Speidel(K.H.),Tandon(P.N.),

Phys.Rev.C IK I975 ) 1976. FORs 76 Forterre (M.), Gerber U) , Vivien (j.P.),6oldberg (M.B.),Speidel(K.H.),Tandon(P.N.>,

Hyp. Int. 2 (1976)210. FOR* 76 Forterre (ft), Thèse d'Etat, Centre de Recherches Nucléaires, Strasbourg^ I975X FDA 65 Frauenfelder 01) ,5tef fen (RM.) in Alpha-Beta-Gamnra-Ray Spectroscopy

(«L K. Slegpahn, North-Holland, 1965) vol. 2 , 9 7 7 . 6AR 73 earcla(J^.)JFortner(RJ.),Kavanagh(Jn),Rev.r!od.Pnya45 (1973). 6ER 80 Gerber (J.), Freeman ( RM), SpeideK K.H.), Kumbartski (GJL), Knauer (W.),

rtertens(V.), Tandon (PJl), Goldberg ( f t a ) , Phys. Let t A 79 (1980) 355. GOL 76 Goldberg ( f t to ,Kbnej ing(£) .Krera(W.) , l< i j ^^

SpeMel (KH). GerberU), Phys. Let t 5BA (1976) 2S9. 6A0 68 Grodzins(UHyiierfine-5tnKtircandNuclRad^

OIOl11i4tolland>msterdam>1968)|L607. 6R0 72 6roditas(L),NucL Moment and Nucl5tn«± Conference, Osaka (1972) 30. HA6 85 Hageajerg(F),Diplomarbeit,Uiiv.Bonn, Jam. 1965. HAS 76 Haaa (f t) . BrennanUft), King (JLH),Saykrax),Phya Rev. C 17(1976)997. HAU83 HaiBSer(aO.AtKtrwsOUL),Ward(a),Ri«l(NJ.Tara5(R),HiCOle(R>.

KefmnanU), Skensved(PJ,Stager(CV.),NucL Phys. A 406(1983) 339.

-92-

HAU 84 Hausser (0.), Andrews (H.R.), Horn (D.), Lone (MA), Taras (P.), Skensved (P.), Diamond (R.M.), Deleplanque (MA), Dines (El.), Macchiavelli (A.O.), Stephens(F.S.), Nucl. Phys. A 412(1984) 141.

HUB 74 Hubler (G.K.), Kugel (H.W.), Murnick (D.E.) Phys.Rev. C 9 (1974) 1954. KAL 78 Kallsh (R.), Shu (N.K.B.). Benczer-Koller <N.), Holthuizen (A.), Rutton (AJ.),

Becker (FA), Van-Middelkoop (6.), Hyp. Int. 8 (1980) 151. KIT 71 Kitte) (C.) Introduction to Solid States Physics (1971). KOP 58 Kopf ermann (H.), Nuclear Moments. Academic Press, New York ( 1958) KUM 79 Kumbartski (6.J.), Hagemeyer (K.). Knauer (W.), Mertens(V.), Kr6singO.),Kuhn(R.)

SpeideK KH.), Gerber (J.), Nagel (W.), Hyp. Int. 7 ( 1979) 253. LAN 67 Landolt Bbmstein Vol 2,5 B. LIN 71 Lindhard(J.), Winther(A),Nucl. Phys. A 166(1971)413. MAR 68 Marion (J.B.), Young (F.C.), Nuclear Reactions Analysis. Amsterdam (1968) 108. MOT 65 Mott (N.F.),Massey (H.S.W.), The Theory of Atomic Collisions, Clarendon Press,

. Oxford ( 1965). POL 65 Poletti,Warburton,Phys. Rev. 137 ( 1965) 595. RAN 73 Randolph (W.L.), Ayres de Campos (N.), Beene (JR.), Broude (C), Grace (M.A.),

Start (D.F.H.), Warner (R.E.), Phys.Lett. B 44 (1973) 36. SCH 78 Scherzer (B.M.U.), Bay (HI ) , Behrisch (R), Borgesen (P.), Roth (J.),

Nucl., Inst. Meth. 157(1978)75. SHU 80 Shu (N.K.B.), Melnick (D), Brennan (J.M.), Semmler (w), Benczer-Koller (N.),

Phys. Rev. C 21 (1980) 1828. SIM 85 Simonis (H.J.), Hagelberg (F), Trolenberg (w), Speidel (KH.), Knopp (M.),

Gerber (J.), Dekhissi (H), à paraître dans Nucl. Instr. Meth. SPEi 81 Speidel (K H.),Tandon( P.N.),Mertens(V), Z. Phys. A 30? ! 1981) 107. SPE281 SpeideK KH.), Kumbartski (G.J.), Knauer (w), Mertens (V.), Tandon (P.N.),

Goldberg (M. B.), Gerber (J), Freeman ( RM), Hyp. Int. 9 (1981) 501. SPE381 SpeideK KH.), Kumbartski (G.J.), Knauer (W), Mertens(V.), Tandon(P.N.),

Gerber (J.), Freeman ( R.M.), Hyp Int. 9 (19B1 ) 513. SPE482 SpeideKK.H.), Kumbartski (G.J.),Knauer (W).Mertens (V), Tandon(P.N.),

Goldberg (M. B), Gerber (J), Freeman ( RM), Nucl. Phys. A 378 ( 1982) 130 SPEs84 Speidel (K.H.), Hagelberg(F ), Knopp(M), Trolenberg(W), Neuburger(H.),

Gerber (J), Dekhissi (H), Tandon (P.N.), contrit), à Legnaro.juin 84, à paraître dans Nuovo Cimento.

SPE6 85 Speidel (KH), Hagelberg (F), Knopp (M ). Trolenberg (W), Neuburger 'H.), Gerber (J.), Hanna (5.5 ), Dekhissi (H), Tandon (P.N.), à paraître.

VAN 78 VanMiddelkoop (G), Raedt (JA G de), Holthuizen (A), Sterrenberg(A). KalisWR.). Phys. Rev. Lett 40 ( 1978) 24.

ZAL 78 Zalm(P.C.).Holthuizen(A),Raedt(JAG.de),VanMiddelkoop(G), Hyp. Int. 5(1978)347.

ZIE 80 Ziegler (J.F.), Stopping Cross Sections. Vol 5, (Pergamon, New York.1980).

-93-

TADLE DES MATIERES

INTRODUCTION I

I : GENERALITES 4

La. Introduction au champ magnétique transitoire

A.Champ statique 4 B. Champ transitoire 5

IJ». Modèle du champ transitoire 7 A. Modèle de Lfndhard-Wintner B. Modèle des électrons polarisés 9

1. Principe du modèle 10 2. Calcul de B^ÎZ) I l 3. Calcul de q m t 2

I.e. Mécanisme de polarisation des couches ns 15 A. Capture directe des électrons polarisés dans les couches ns 15 B. Transfert de polarisation des couches externes vers les couches

Internes 16 C. Polarisation par la diffusion d'échange de spin "spin-flip" 16 D. Polarisation par le processus des orbitales moléculaires (M.O) 23

I.d. Test des formes empiriques 27 I.e. Variation du champ transitoire avec le milieu de recul 28 11. Corrélations angulaires 29

A. Corrélations angulaires 29 1. Expression théorique des coefficients \ 29

2. Détermination des coefficients d'atténuation G k 31

B. Corrélations angulaires perturbées 32

IL' DISPOSITIF EXPERIMENTAL ET METHODE D'ANALYSE

I I .». Introduction 34 H.b. Dispositif expérimental 34

1. Choix de la cible 34 2. Préparation de la cible 35 3. Aimantation des feuilles 37 4. Boite à cible 39 5. Système de détection 39 6. Electronique associées aux cinq détecteurs 40 7. Inversion du champ extérieur "clic-clac" 41 8. fenêtres numériques 45 9. Acquisition des données 45

-94-

I I .C Méthode d'analyse 46

A. Détermination expérimentale de la précession 9 46

B. Correction due à l'effet du "beam-turning" 48

C. Détermination expérimentale de BC T en fonction de 9 49

1. Méthode intégrale 49 2. Méthode différentielle 50 3. Calcul du temps effectif 51

Ci . I l l : RESULTAT5 EXPERIMENT/.UX

I H . t . Introduction 52 IH.b. Mesure aux vitesses de recul faibles 54

A. Réaction , 6 0(a,a ') , 6 0*àE a =10.96MeV 54

H. Réaction ^ O t a . a ' j ' ^ à E ^ ^ l S J S M e V 61

I l l .c. Mesures aux vitesses de recul élevées 63

A. Réaction 4He< , 60, a ' ) , 6 0* à E( , 6

0>=60 MeV 63

B. Réaction 4He( , 60,ct ' ) , 60* à E( l 6

0)=44MeV 70

IH.d. Résumé des résultats expérimentaux 74

ClL IV: INTERPRETATIONS ET DISCUSSIONS

IV. t . Introduction 76 IV.b. Comparaison avec les prédictions théoriques 76 IV.c. Test des mécanismes de polarisation 82 IV.d. Variation avec les milieux ferromagnétiques 86 IV.e. Test des formes empiriques 89

CONCLUSION 90

Références Table des Matières Remerciements

91 93

Remerciements

J'ai participe i la plupart des expériences qui sont analysées dans cette thèse. Hais le travail présent n'a été possible que par une étroite collabo­ration entre le CRM et l'Université de Bonn, sous la direction de J. Gerber et K.H. Speldel.

rtes remerciements vont spécial went à aies jeunes collègues, H. Knopp, M.Trtlenberg, F. Hagelberg et J.H. Sieonis de l 'Université de Bonn.

Je tiens & exprimer ma profonde gratitude à Monsieur J. Gerber qui m'a contament guidé avec enthousiasme et patience dans la réalisation de ce travail, me faisant bénéficier de sa connaissance scientifique et de sa grande expérience en physique nucléaire expérimentale.

Ce travell n'a été possible qu'à travers les contacts et le travail avec Monsieur le Professeur K.H. Speiiel auquel je suis particulièrement reconnais­sant pour l'Impulsion permanente qu' i l a insuffler à nia thèse.

Que Monsieur G. Halter, Directeur de la Division de Physique Nucléaire soit remercié pour ni1avoir accueilli et guidé depuis que j ' a i rejoint le Centre de Recherches Nucléaires, sous la Direction de Monsieur R. Seltz.

Je remercie également Monsieur R. Voltz, Professeur â l'Université Louis Pasteur, d'avoir accepté de présider le jury de cette thèse et Monsieur H. Sergolle, Professeur à l'Université Paris Sud, d'avoir accepté de participer au jury.

Je voudrais tout particulièrement remercier Mme A. Méens pour la préparation des cibles, Monsieur J.P. Mastio pour l'implantation, Monsieur F. Kuntz pour la très originale boîte à cible. Messieurs A. Weber et G. Sontag pour la bonne marche du 7 MV, la grande équipe du MP, l'équipe d'acquisition de données avec W. Herrman, J.F. Devin, J. Coffin et R. Huck du service de l'Imprimerie.

Madame M.TH. Lutz a assuré avec compétence et patience sans égales la dactylographie de ce manuscrit. Qu'elle en soit chaleureusement remerciée.

Imprimé ou Cant» da

Racharchas Nucléaires Strasbourg

1 9 8 6

MT5UHE

Des mesures précises du champ transitoire dans le Fer et le Gadolinium ont été obtenues pour l'ion oxygène reculant S des vitesses allant de 2 à 8 V

(VQ • VI37) en Introduisant l'état 1 60(3~) come une sonde.

A des vitesses de recul élevées, nous avons observé un champ transitoire deux fois plus élevé dans le Gd que dans le Fe, ce qui est en contradiction avec la prédiction générale concernant l'augmentation proportionnelle du B„ avec la densité de polarisation de la matrice. Le degré de polarisation peut être déduit du 8 C T en mesurant la fraction d'ions ayant un électron non apparié dans la couche K. Le degré qui en résulte a été comparé avec des estimations théoriques fondées sur la diffusion d'échange de spin, le phénomène des orbitales moléculaires et la capture directe des électrons polarisés, comme des mécanismes de polarisation de la couche 1s de

0. Les formes empiriques destinées â calibrer le champ ont été également testées.

Hots clés

Champ transitoire, ferromagnétique, réaction directe, réaction inverse, polarisation, diffusion, capture, paraaêtrisation.