Sélection des données expérimentales en collisions centrales

des chapitres suivants, afin de les comparer aux résultats des simulations qui seront mises en place dans ces derniers. Les données présentées dans cette section sont toutes issues d’une sélection des collisions centrales à l’aide de la méthode des multiplicités.

1.4.1 Évolution du rapport d’isotropie en fonction de l’énergie du projectile et

hiérarchie en masse

Ayant sélectionné les évènements centraux, nous calculons le rapport d’isotropie en énergie cinétique des protons pour différents systèmes en utilisant la relation (1.9) définie ci-avant. Le tableau A.2 présente ces résultats, ainsi que les incertitudes statistiques et systématiques qui y sont associées. Les incertitudes systématiques sont calculées en faisant varier les multiplicités de coupure de deux unités autour des valeurs déterminées par la méthode présentée précédemment. Les incertitudes statistiques et systématiques étant considérées ici comme indépendantes, l’incertitude totale est calculée comme la racine carrée de la somme quadratique de ces deux dernières :

σtot=q

30 1.4. Sélection des données expérimentales

0 20 40 60 80 100 120

(MeV/nucléon)

E

0

0.2

0.4

0.6

0.8

1

R

Figure 1.15 – Évolution du rapport d’isotropie en énergie cinétique calculé à partir des systèmes mesurés par INDRA listés dans la légende (points). Sont tracés ici également la ligne théorique sans collisions (courbe rouge, équation (1.10)) et la ligne d’arrêt complet (droite bleue).

La figure 1.15 présente l’évolution du rapport d’isotropie en énergie cinétique en fonction de l’énergie du projectile pour tous les systèmes listés dans le tableau A.2.

Nous pouvons observer sur cette figure deux comportements différents dans l’évolution de R^protons_E à mesure que l’énergie incidente augmente. Le premier régime correspond à une décrois-sance de la valeur du rapport d’isotropie (de 10 à 40 MeV/nucléon) tandis que le second correspond à une légère augmentation puis une stagnation de la valeur de ce dernier (à partir de 40 MeV/nucléon). Nous pouvons également observer que les valeurs de R^protons_E se placent entre la courbe repré-sentant la voie d’entrée (la courbe rouge) et la droite traduisant une isotropie complète (en bleu) de la répartition des produits de la réaction et donc un arrêt complet. Le fait que le rapport d’isotropie en énergie soit compris entre 0 et 1 indique une certaine mémoire de la voie d’entrée et donc un lien avec la transparence de la matière nucléaire. C’est cette propriété de la matière nucléaire que nous allons sonder à l’aide de la simulation développée et présentée dans le chapitre 2.

L’autre observation que nous pouvons faire ici concerne les valeurs du rapport d’isotropie qui changent en fonction de la masse du système et tendent à être plus grandes pour les systèmes plus lourds [2]. Il y a donc ici un lien direct entre la géométrie de la répartition des produits de la collision nucléaire et le nombre de participants impliqués dans cette dernière [3]. Ceci appuie la différence du mode de dissipation souligné ci-dessus ; en-deçà de l’énergie de Fermi, le mode de dissipation dominant est le champ moyen soit un mode de dissipation à un corps qui ne dépend pas ou peu de la taille du système (pour EP 640 MeV/nucléon). Au-delà de cette énergie, le mode de dissipation devenant dominant est gouverné par les collisions nucléon-nucléon (dissipation à deux corps) et donc un processus impliquant directement le nombre de participants des noyaux subissant la collision. Ce dernier mode de dissipation permet donc d’expliquer qualitativement la hiérarchie en masse observée dans les données et ainsi le fait que plus le système est lourd, plus le nombre de nucléons disponibles pour dissiper l’énergie de la voie d’entrée est important. Nous reviendrons sur

Chapitre 1. Analyse des données expérimentales 31 ce point dans le chapitre 2.

1.4.2 Le rapport R3 comme sonde du transport de l’isospin

Pour mener l’étude dédiée au transport de l’isospin dans les collisions centrales d’ions lourds, nous disposons dans la base de données INDRA de la systématique en isospin sur le système Xe+Sn. Le tableau 1.4regroupe les systèmes utilisés pour cette étude, ainsi que leurs contenus en isospin.

Système EP (MeV/nucléon) δ δp δc 136 Xe +¹²⁴Sn 32 & 45 0,20 0,60 0,60 136Xe +112Sn 32 & 45 0,16 0,60 0,55 124 Xe +¹²⁴Sn 32 0,16 0,55 0,60 124Xe +112Sn 32 & 45 0,12 0,56 0,55

Table1.4 – Tableau regroupant les systèmes mesurés par INDRA utilisés pour sonder le transport de l’isospin dans les collisions centrales, ainsi que la(les) énergie(s) de projectile utilisées. La quantité δ = ^(Ntot−Z_tot)

A_tot est l’asymétrie neutrons-protons relative du système avec Ntot = Np+ Nc, Ztot = Zp+ Zc et Atot= Ap+ Ac, les indices p et c se référent respectivement au projectile et à la cible.

1.4.2.1 Impact des seuils d’identifications sur les distributions de vitesses parallèles Afin d’étudier les propriétés d’équilibration de l’isospin dans les collisions centrales, nous avons choisi comme observable la distribution de vitesse parallèle des clusters considérés dans l’étude. Ils sont ici utilisés comme des traceurs de l’équilibration en isospin de la réaction. Parmi ceux-ci, deux nous intéressent particulièrement du fait de leur isospin très différent (rapport N/Z) : les tritons et les héliums-311; ces clusters sont également isobares et nous avons alors accès à la différence de neutrons les composant.

Afin de pouvoir réaliser les rapports isobariques présentés ci-avant (cf. 1.3.2.2) sur les distri-butions de vitesses parallèles des tritons et des héliums-3, il est nécessaire que ces derniers soient sélectionnés dans les mêmes conditions. En effet, nous avons remarqué que les distributions des vi-tesses parallèles des héliums-3 n’étaient pas toutes semblables en fonction du système considéré, ceci étant dû à l’identification de ces derniers lors de l’étalonnage, notamment dans les matrices R − L des CsI (Tl). En revanche, cet effet n’est pas observé sur les distributions des tritons. La figure 1.16

compare les distributions de vitesses parallèles des héliums-3 dans le cas où seule la sélection des collisions centrales est effectuée, ainsi que ces mêmes distributions lorsqu’un seuil en énergie dans le référentiel du laboratoire est utilisé (ici 40 MeV). Nous pouvons alors observer que dans le cas où il n’y a pas de seuil, les distributions ne sont pas du tout comparables entre elles autour de v^cm_z = 0 cm/ns (la distribution du système 129Xe +119Sn étant prise comme référence) ; tandis que lors de l’application d’un seuil commun en énergie, ces distributions le deviennent. Il semble alors nécessaire d’appliquer lors de la sélection des données concernant l’étude sur le transport de l’isospin un seuil en énergie dans le laboratoire pour les clusters de taille 3. Ce seuil doit donc être le même pour les héliums-3 et les tritons afin de ne pas biaiser les rapports lorsqu’ils seront calculés. Le seuil choisi sur l’énergie détectée dans le laboratoire est ainsi de 40 MeV pour les tritons et les héliums-3.

11. Nous avons en effet pour ces clusters : N

Z (3H) =2 et N

32 1.4. Sélection des données expérimentales

3He vz_cm 124112 multsel threshold 0 MeV

Entries 273974 Mean 1.735 Std Dev 2.532 5 − 0 5 10 (cm/ns) cm z v 0 0.005 0.01 0.015 0.02 (a. u.) cm z dv dN

3He vz_cm 124112 multsel threshold 0 MeV

Entries 273974 Mean 1.735 Std Dev 2.532 Sn 124 Xe + 136 Sn 112 Xe + 136 Sn 124 Xe + 124 Sn 112 Xe + 124 Sn 119 Xe + 129

(a) Sans seuil en énergie cinétique dans le laboratoire.

3He vz_cm 124112 multsel threshold 40 MeV

Entries 241744 Mean 2.151 Std Dev 2.32 5 − 0 5 10 (cm/ns) cm z v 0 0.005 0.01 0.015 0.02 (a. u.) cm z dv

dN ^{3He vz_cm 124112 multsel threshold 40 MeV}_{Entries 241744}

Mean 2.151 Std Dev 2.32

(b) Avec seuil en énergie cinétique dans le laboratoire de 40 MeV.

Figure 1.16 – Distributions de vitesses parallèles des 3He pour les systèmes INDRA cités dans le tableau 1.4ainsi que le système INDRA 129

Chapitre 1. Analyse des données expérimentales 33

3H vz_cm 124112 multsel threshold 40 MeV

Entries 489312 Mean 1.784 Std Dev 1.881 5 − 0 5 10 (cm/ns) cm z v 0 0.005 0.01 0.015 0.02 0.025 0.03 (a. u.) cm z dv dN

3H vz_cm 124112 multsel threshold 40 MeV

Entries 489312 Mean 1.784 Std Dev 1.881

Figure 1.17 – Distributions de vitesses parallèles des 3

H pour les systèmes INDRA cités dans le tableau 1.4 ainsi que le système INDRA 129Xe +119 Sn à 32 MeV/nucléon avec le même seuil en énergie dans le laboratoire que celui appliqué aux 3He. Le code couleur est le même que celui de la figure1.16a

La figure1.17présente les distributions de vitesses parallèles des tritons et des héliums-3 lorsque la condition E^t,_lab^3He>40 MeV est respectée, qui correspond à l’énergie pour laquelle les distributions de vitesses parallèles des héliums-3 sont les plus semblables notamment autour de l’origine.

1.4.2.2 Les rapports isobariques R3 expérimentaux

Comme indiqué précédemment, les tritons et les héliums-3 sont utilisés comme des traceurs de l’équilibration en isospin. Afin d’observer la répartition de l’isospin au cours de la réaction, nous utilisons le rapport défini à l’aide de l’équation (1.11).

La figure 1.18 présente l’évolution des rapports R3 pour tous les systèmes listés dans le ta-bleau 1.4. Nous observons alors que les rapports R3 sont hiérarchisés selon l’asymétrie totale du système. En effet, le système 136Xe +124Sn qui est le plus asymétrique (le plus riche en neutrons) est le système qui présente le rapport R3 le plus grand, ce qui indique que le nombre de tritons pro-duits est plus grand que celui d’héliums-3. Au contraire, le système124Xe +112Sn(dans le cas de la comparaison à 32 MeV/nucléon) est le plus déficient en neutrons et est celui qui présente le rapport R3 le plus faible. Nous observons alors ici à l’aide des données expérimentales que la composition isotopique globale du système influence directement les clusters qui sont produits après la collision entre le projectile et la cible. Plus le système est riche en neutrons, plus le nombre de tritons (2 neutrons et 1 proton) produits est grand devant celui des héliums-3 (1 neutron et 2 protons). Notons également qu’il est observable sur la figure que l’enrichissement en neutron de ces fragments légers n’est pas uniforme dans l’espace des phases : la tendance est un enrichissement plus important autour du centre de masse (autour de vcm

z =0 cm/ns).

L’étude de ces clusters nous permet ainsi de sonder la transparence de la matière nucléaire, étu-diée dans le chapitre2 à l’aide du rapport d’isotropie, mais également d’aller sonder l’équilibration en isospin qui sera étudiée dans le chapitre 3.