La désexcitation d’un fragment ne se fait pas forcement par l’émission d’une particule mais peut également intervenir par l’émission de fragments. Dans ce cadre, l’utilisation de la théorie de Weisskopf n’est pas possible car les fragments peuvent être émis dans un état excité, ce qui ne permet pas l’utilisation de la balance détaillée. Simon utilise alors la méthode de l’état transitoire (point selle) qui consiste à considérer que les noyaux père et fils sont séparés par une barrière de potentiel, située au point-selle. La largeur d’émission des fragment se calcule alors comme :
Γs= ρs(A0, Z0, E∗ s) 2π.ρ0(A0, Z0, E∗
0).Ts (4.27)
où ρs, Tset E∗
s21sont respectivement la densité de niveaux, la température et l’énergie d’excitation au point-selle. ρs, A0, Z0 et E∗
0 sont respectivement la densité de niveaux, le nombre de masse, de charge et l’énergie d’excitation du noyaux père.
Temps d’émission
La voie de désexcitation est choisie de manière aléatoire parmi toutes les voies ouvertes, en tenant compte de la largeur de chacune des ces voies. Il est possible de calculer le temps de vie associé à la largeur totale Γ considérée tel que :
τ = Ph
iΓi
(4.28) où τ est le temps de vie associé à la largeur totale Γ =PiΓi avec Γi représentant toutes les voies de désexcitation possibles. Enfin, une fois que la voie de désexcitation est choisie, il est possible de calculer la probabilité d’émission au temps te telle que :
P (te) =exp −te τ (4.29) La particule ou le fragment sont alors émis « en vol » au temps d’émission te.
Nous précisons ici que dans le cadre du modèle Hipse, le code Simon est utilisé pour simu-ler la désexcitation des fragments depuis l’émission d’un neutron jusqu’à la fission. Dans le cadre de son utilisation avec le modèle Elie, Simon simule la désexcitation des fragments depuis l’émission d’un neutron jusqu’à l’émission des particules α, la fission n’étant pas prise en compte.
4.2 Comparaison globale avec les données expérimentales
La première analyse faite après avoir réalisé les simulations consiste à comparer les distributions des variables globales expérimentales et simulées. Nous nous intéressons ici aux multiplicités, aux charges détectées, à l’angle de flot mais également à la carte Z − Vz.
Dans le cas du modèle Hipse, les paramètres utilisés correspondent aux paramètre tabulés dans la référence [79]. Les valeurs sont indiquées dans le tableau 4.1suivant.
21. L’énergie d’excitation au point-selle est égale à la différence entre l’énergie d’excitation du noyaux père E∗ 0 et l’énergie de la barrière Es : E∗
s= E∗ 0− Es.
Chapitre 4. Étude du transport de l’isospin à l’aide de modèles 97
Paramètre Valeur
αa 0,14
xtr 0,36
xcoll 0,01
Table4.1 – Tableau regroupant les valeurs utilisées pour les simulations à l’aide du modèle Hipse. Une seule série de paramètre a été utilisé étant donné que dans la suite, seule une énergie est étudiée : 32 MeV/nucléon.
4.2.1 Multiplicités
Nous présentons sur la figure4.1 les distributions de multiplicités de particules chargées détec-tées pour les données expérimentales ainsi que les deux modèles utilisés.
0 5 10 15 20 25 30 35 40
Multiplicité
0
50
100
150
(mb)
detσ
AllMultiplicyExpAll Entries 171749 Mean 14.63 Std Dev 6.736 Expérience Hipse ElieFigure 4.1 – Distributions de multiplicité de tous les produits chargés détectés. En bleu sont représentés les données expérimentales, en rouge les résultats de Hipse et en vert ceux de Elie. Le système étudié est ici le système INDRA 136Xe +112Snà 32 MeV/nucléon.
Nous observons que globalement les deux modèles reproduisent correctement les données expéri-mentales. Cependant, si Elie produit un peu trop de particules autour de la multiplicité 20 (12 % de plus), Hipse lui n’en produit pas assez pour les basses multiplicités (entre 4 et 12), ainsi qu’un peu moins autour de 20 (8 % de moins). De même nous pouvons voir que Elie arrive à mieux reproduire la queue de la distribution de multiplicité (entre 22 et 35) alors que Hipse produit légèrement trop d’évènements à haute multiplicité.
Notons cependant que les écarts entre les modèles et les données expérimentales sont raisonnables et sont compris entre 10 et 20 % au maximum.
98 4.2. Comparaison globale avec les données expérimentales
4.2.2 Charges détectées
La seconde observable que nous comparons est la distribution de charge détectée. Les distribu-tions expérimentales et simulées sont présentées sur la figure 4.2.
0 10 20 30 40 50 60
detZ
1 −10
1
10
210
310
410
(mb)
detσ
ChargeDétectédExp Entries 2426259 Mean 3.962 Std Dev 6.84 Expérience Hipse ElieFigure 4.2 – Distributions de toutes les charges détectées. En bleu sont représentés les données expérimentales, en rouge les résultats de Hipse et en vert ceux de Elie. Le système étudié est ici le système INDRA136Xe +112Sn à 32 MeV/nucléon.
Nous pouvons remarquer un accord correct entre les modèles et les données expérimentales, excepté autour de Z = 54, où les modèles ne produisent pas assez de fragments. Notons ici que Z = 54 correspond à la charge du projectile (le xénon Xe), ce qui implique donc que nous avons ici à faire à des évènements dans lesquels le paramètre d’impact est grand (collisions très périphé-riques) et pour lesquels les descriptions des voies d’entrées de Hipse et Elie ne sont pas adaptées car purement classique dans lesquels le projectile a pu attraper quelques protons à la cible. Il faut toutefois remarquer que ces évènements sont peu nombreux.
Nous pouvons également observer que Hipse à tendance à produire un peu trop de fragments dont la charge est comprise entre Z = 12 et Z = 28, tandis que Elie semble lui en produire un peu trop à partir de Z = 24 et cela jusqu’à environ 42. Dans le cas du premier modèle (Hipse), cela peut être attribué aux évènements de fission qui sont trop nombreux (ce que nous observerons également à l’aide de la figure4.4). Dans le cas du second (Elie), cet effet peut correspondre au fait que les rémanents du projectile et de la cible n’émettent pas assez de particules lors des processus de désexcitation secondaire (ce que nous verrons également à l’aide de la figure 4.4plus loin).
4.2.3 Angle de flot
Nous continuons en présentant sur la figure4.3les distributions d’angles de flot pour les données et les modèles.
Nous remarquons que les différences semblent ici provenir de la sélection en complétude qui est ici de 80 %. En effet, si nous normalisions à 1 l’intégrale de ces distributions (figure non présentée ici) nous observons alors que les distributions se superposent relativement bien les unes avec les autres. Cet écart lors de la normalisation à la section efficace détectée indique alors que dans les
Chapitre 4. Étude du transport de l’isospin à l’aide de modèles 99
0 10 20 30 40 50 60 70 80 90
)
°
(
flowθ
0
20
40
60
(mb)
compl detσ
ThetaFlowExp Entries 60999 Mean 20.3 Std Dev 17.43 Expérience Hipse ElieFigure 4.3 – Distributions de l’angle de flot des évènements complets (à 80 %) détectés. En bleu sont représentés les données expérimentales, en rouge les résultats de Hipse et en vert ceux de Elie. Le système étudié est ici le système INDRA 136
Xe +112Snà 32 MeV/nucléon.
modèles filtrés, trop d’évènements complets sont produits. Ceci peut alors provenir des modèles, mais également de la simulation de la détection par le dispositif expérimental.
4.2.4 Carte Z − VZ
Enfin, nous regardons ici à l’aide de la figure4.4la répartition des charges détectées en fonction de leurs vitesses parallèles dans le centre de masse de la réaction.
Nous pouvons remarquer au premier abord que ces trois cartes sont très semblables. Dans les trois cas et ceci à cause du dispositif expérimental, la branche de la quasi-cible (pour vcm
z <4 cm/ns) n’est pas visible. De manière générale, entre les données expérimentales et les résultats des deux modèles, le quasi-projectile est situé « à la bonne place » (autour de Zdet=52−54 et de vcm
z =3−4 cm/ns). Nous observons également dans les trois cas une importante production de particule de Z = 1, 2 entre −4 et 4 cm/ns.
Cependant quelques différences sont notables et nous les avons mises en avant dans la
sec-tion4.2.2 précédente en regardant les charges détectées. Dans le cas de Hipse, nous pouvons
obser-ver en effet des fragments de fission autour de 1 et 3 cm/ns pour des charges détectées comprises entre 14 et 25. Ce surplus de fission pourrait expliquer le fait que la branche du quasi-projectile soit très petite par rapport aux données expérimentales ou au modèle Elie. Dans le cas de Elie, nous pouvons remarquer que la « branche » du quasi-projectile est plus peuplée que dans le cas des données expérimentales ou de Hipse. Ceci pourrait être lié au fait que les rémanents du projectile n’ont pas assez d’énergie d’excitation et ne se désexcitent donc pas en des fragments de charge plus faible ; ceci pourrait également expliquer le fait que la distribution de vitesse des fragments soit moins large entre Z = 10 et Z = 20.
Pour comprendre les différences observées ici, nous pouvons invoquer le fait que Hipse pro-duit trop d’évènements avec une fission du QP. Ceci peut être dû à un transfert trop important de