Élimination des événements les plus éloignés de l'équilibre

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Fig. 3.11  Corrélation entre l'énergie transverse côté QP et l'énergie transverse par particules côté QT.

moins sensibles aux eets de uctuation statistiques des petits nombres. Compte tenu des équivalences qualitatives entre les tris selon EtQT et EtQT +QP, nous avons privilégié le second pour minimiser les uctuations. La variable de tri utilisée dans la suite sera donc :

EtRED(QT + QP ) =

P_{M ultlcp}

i=1 Eisin²θi

Mult_lcp

Dans cette partie, nous avons montré qu'il existe plusieurs façons de calculer l'énergie transverse an de reéter la dissipation. Toutes ces méthodes conduisent à un classement semblable des événements. Par ailleurs, on a vérié que le signal de bimodalité n'est pas aecté par ce choix. Dans la suite de cet exposé, le tri des événements se fera selon l'énergie transverse totale réduite EtRED(QT + QP ).

3.1.5 Élimination des événements les plus éloignés de l'équilibre

La bimodalité dans les collisions semi-périphériques a été déja clairement reconnue dans les données. Elle est liée à l'ouverture relativement soudaine d'un canal de multi-fragmentation. Les débats actuels ne portent pas sur ces faits mais sur leur interprétation. En d'autres termes, l'origine de la multifragmentation est-elle due à la dynamique de la collision ou reète-t-elle les propriétés thermodynamiques de la matière nucléaire à l'équili-bre ? Dans le premier cas, la dynamique de la collision place le système au delà d'un point selle et il ne peut alors se briser que de façon dynamique. Son avenir est donc prédéter-miné. Dans le second cas, ce sont les uctuations inhérentes qui induisent le phénomène. Si l'on veut tester cette hypothèse, il faut sélectionner les événements pour lesquels on se rapproche d'une situation d'équilibre thermique, c'est à dire avec oubli de la voie d'entrée. Si la transition sous jacente à la bimodalité est essentiellement d'origine ther-modynamique, on peut s'attendre à ce que le signal correspondant soit plus net lorsque 52

3.1. Présentation de la méthode sur le système de référence Au+Au 80 MeV/u l'on est au plus près d'une situation d'équilibre. C'est ce qui ressort des calculs de gaz sur réseaux [32] dans lesquels il a été montré que, à pression constante, l'ajout aléatoire d'une composante alignée selon un axe privilégié (axe du faisceau), a pour eet d'atténuer la visualisation de la bimodalité.

Dans un contexte expérimental, l'axe considéré précédemment est celui du faisceau. En eet, dans le cadre de collisions d'ions lourds, on conçoit aisément que la dynamique de la collision joue un rôle prépondérant. Ces phénomènes de cassures dynamiques ont été observés dans les données INDRA [19]. Dans ce cas, l'eet de la voie d'entrée conduit généralement à une émission du fragment le plus lourd à l'avant comme le montre la dis-tribution angulaire très piquée dans le repère de la source (gure 3.12).

)

Θ

cos (

Fig. 3.12  Distribution angulaire du fragment le plus lourd dans le repère de la source reconstruite. Données Au+Au à 80 MeV/u, les évènements ne contenant qu'un unique fragment ne sont pas représentés.

Pour éliminer ces événements fortement dynamiques, on peut utiliser une sélection simple qui consiste à ne conserver que ceux pour lesquels le fragment le plus lourd est émis très à l'arrière (cos(Θ) < −0.4). On peut vérier sur la gure 3.12 que la distribution angulaire est beaucoup plus plate à l'arrière qu'à l'avant, les eets dynamiques sont donc moins prépondérants.

Une sélection plus ranée consistera à faire un bilan sur tous les fragments émis sans se limiter au seul plus lourd. On dénira pour cela une variable représentant l'asymétrie cinématique des fragments dans la source. On eectue la somme algébrique des projections des vitesses des fragments sur l'axe déni par la vitesse de déplacement de la source dans le centre de masse (gure 3.13).

K_asym=

M ultXIM F ^{−−−−→}_{V (i)sce·}^−−→_Vsce

Chapitre 3. Tri en fonction de la violence de la collision

Fig. 3.13  schéma représentant la projection des fragments sur l'axe de la vitesse de la source.

V (i)_sce représente la vitesse des fragments i dans le repère de la source. Vsce la vitesse de la source dans le centre de masse. On obtient la distribution de cette variable représentée sur la gure 3.14. On observe une très forte disymétrie entre la partie positive et négative due à la cassure dynamique entrainant une émission privilégiée de matière vers l'avant. Cette méthode proposée dans la référence [13], dans l'absolu, permet de sélectionner la moitié des événements statistiques produits lors des collisions d'ions lourds. En eet, statistiquement, la probabilité d'
émettre de la matière en avant ou en arrière de la source est la même. En sélectionnant les valeurs de Kasym> 0, on pourra alors isoler les données les moins inuencées par la voie d'entrée. De plus, en ne sélectionnant qu'un événement sur deux dans le cas où ils ne présentent qu'un seul fragment (Kasym = 0), on obtient un échantillon d'événements statistiques non biaisés par les coupures cinématiques. Les deux méthodes précédentes ont été utilisées dans le cadre de cette thèse et conduisent à des résultats similaires.

3.1. Présentation de la méthode sur le système de référence Au+Au 80 MeV/u asym K -3 -2 -1 0 1 2 3 10 2 10 3 10 4 10 5 10 6 10

Fig. 3.14  Variable de sélection obtenue sur les données AuAu à 80 MeV/u, les événe-ments de multiplicité d'IMF est 1 ont la valeur Kasym= 0.

Une autre méthode, qui s'apparente à celles déja mentionnées, consiste à demander le deuxième plus gros fragment émis vers l'avant [72]. Une sélection, basée sur une approche diérente, cherche à isoler les sources compactes dans l'espace des vitesses de façon à ce que la dispersion relative des fragments soit faible. Elle a été utilisée dans la référence [8] et conduit à des résultats en accord avec ceux obtenus dans ce manuscrit. Elle est construite suivant :

Chapitre 3. Tri en fonction de la violence de la collision β_rel = ² Mf rag(Mf rag− 1) X i6=j |^−→β_i −^−→β_j | − → βi = ^−−→vi/c βrel < Seuil

où vi représente la vitesse des fragments dans le centre de masse.

Ces méthodes permettront d'isoler un lot d'événements pour lesquels l'explo-ration de l'espace des phases est susante pour atténuer la mémoire de la voie d'entrée. On notera que ces diverses méthodes ne sont valides que dans le cas où les deux sources (QT et QP) sont clairement séparées, ce qui est généralement le cas dans les systèmes considérés (Xe+Sn à 80 et 100 MeV/u et Au+Au de 60 à 150 MeV/u). Dans le cadre de la bimodalité, elles conduisent à des résultats en accord qualitatif.