Scintillateurs

L’intensit´e du signal lumineux induit par le passage d’une particule charg´ee dans un scin- tillateur CsI(Tl) ne d´epend pas lin´eairement de l’´energie de cette particule. De plus, la r´eponse lumineuse d´epend de la nature de la particule (Z et A). Si cette propri´et´e permet d’obtenir la r´esolution isotopique des particules l´eg`eres, elle complique consid´erablement la calibration des CsI(Tl).

[MeV] E

0 100 200 300 400 500

Total light [a.u.]

0 1000 2000 3000 4000 5000 Z=2 Z=3 Z=4 Z=5 Z=6 (a) CsI(Tl)-0503. [MeV] E 0 50 100 150 200 250

Total light [a.u.]

0 1000 2000 3000 4000 5000 6000 Z=2 Z=3 Z=4 (b) CsI(Tl)-0719.

Fig. 3.8 – Exemples de calibration des CsI(Tl) avec les diffusions ´elastiques du faisceau “cock- tail” effectu´ees pour la cinqui`eme campagne de mesure d’INDRA.

campaign)

th

CsI(Tl) rapide (5

0 2000 4000 6000 8000

CsI(Tl) rapide (e613)

0 2000 4000 6000

(a) Composante rapide.

campaign)

th

CsI(Tl) lente (5

0 1000 2000 3000 4000

CsI(Tl) lente (e613)

0 1000 2000 3000

(b) Composante lente.

Fig. 3.9 – Comparaison des grilles d’identification de la cinqui`eme campagne et de l’exp´erience e613 pour le CsI(Tl)-0719.

Proc´edure de calibration “classique”. La relation entre la lumi`ere totale (L) et l’´energie (E0) d´epos´ee dans un scintillateur CsI(Tl) par une particule (Z, A) peut ˆetre approxim´ee par :

L(E0) = a1{E0  1 − a2 AZ2 E0 ln  1 + 1 a2AZ2/E0  + a4a2AZ 2 1 + e(Eδ−E0)/8Aln

 E0+ a2AZ2 Eδ+ a2AZ2  − a4a2AZ 2 1 + eEδ/8A ln  a2AZ2 Eδ+ a2AZ2  }, (3.3)

o`u a1 refl`ete le gain du photo-multiplicateur alors que les param`etres a2, a4, et Eδ d´ependent des propri´et´es du cristal [51]. Ces param`etres sont traditionellement d´etermin´es en ajustant l’´equation (3.3) sur des points de calibration obtenus par diffusion ´elastique d’un faisceau “cock- tail” sur une cible d’or. Les CsI(Tl) de la cinqui`eme campagne ont ´et´e calibr´es en utilisant cette proc´edure (Fig.3.8).

Utilisation des grilles d’identification. Le faisceau “cocktail” n’´etant pas disponible lors de l’exp´erience e613, il a ´et´e n´ecessaire de trouver une m´ethode alternative pour calibrer les CsI(Tl). Cette m´ethode nous a ´et´e inspir´ee par la proc´edure de recalage utilis´ee pour g´en´erer les grilles d’identification CsI(Tl) rapide-lente. Les grilles d’identification de la cinqui`eme campagne ont pu ˆetre superpos´ees sur les matrices e613 en appliquant deux types de transformations `a l’ensemble des lignes de chaque grille : des translations selon les axes rapide et lent et un scaling identique suivant les deux axes. L’amplitude de ce scaling (sxy) refl`ete le rapport entre le gain du photo-multiplicateur lors de la cinqui`eme campagne et lors de l’exp´erience e613. La valeur de sxy est recalcul´ee `a partir de la corr´elation, point par point, de la composante rapide ou lente de la grille e613 et de la grille de la cinqui`eme campagne (Fig. 3.9). Connaissant sxy, on d´etermine le facteur de gain a1(e613) = sxy × a1(5`eme campagne). Les autres param`etres ´

etant caract´eristiques de la chaine d´etecteur-PM-codeur qui n’a pas ´et´e modifi´ee entre les deux exp´eriences, restent constants.

3.4

Conclusion

L’identification des particules charg´ees est donc disponible pour l’ensemble du d´etecteur INDRA. Une calibration pr´eliminaire `a ´et´e effectu´ee. Cette calibration doit maintenant ˆetre v´erifi´ee et am´elior´ee notamment en exploitant les faisceaux de calibration (Tab. 3.1). L’´etat actuel des donn´ees va n´eanmoins nous permettre de faire une comparaison pr´eliminaire entre le degr`es de fragmentation atteint dans les collisions centrales sym´etriques de 129Xe+natSn et asym´etriques de181_Ta+66_{Zn . Cette analyse sera pr´esent´ee dans le chapitre 7.}

Deuxi`eme partie

Chapitre 4

S´equence et temps de fission

`

A faible ´energie incidente, c’est `a dire lorsque l’´energie disponible dans la r´eaction est com- parable `a la barri`ere Coulombienne, la d´esexcitation des noyaux form´es par fusion entre le projectile et la cible est gouvern´ee par la comp´etition entre la fission et l’´evaporation de par- ticules l´eg`eres (Fig.4.1). Lorsque l’´energie disponible dans la r´eaction devient comparable `a l’´energie de liaison d’un noyau, on entre dans le r´egime des ´energies de Fermi o`u le principal m´ecanisme de d´esexcitation est la multifragmentation (Fig.4.1).

Energie disponible Barri`ere Coulombienne

Fission/Evaporation

Energie de Fermi Multifragmentation

Fig. 4.1 – Repr´esentation sch´ematique des m´ecanismes de d´esexcitation sur une ´echelle en ´

energie disponible dans les collisions d’ions lourds. Les illustrations sont issues d’un calcul de champ moyen dynamique avec appariement (TDHF+BCS) pour la fission [52] et d’un calcul de champ moyen stochastique (SMF) pour la multifragmentation [5].

Ces deux r´egions en ´energie ont fait l’objet de nombreuses ´etudes lors de ces derni`eres ann´ees, tant d’un point de vue exp´erimental que th´eorique. En revanche, pour des ´energies de bombardement de l’ordre de 10 − 20 MeV/A, c’est `a dire bien au dessus de la barri`ere Coulombienne mais en dessous de l’´energie de Fermi, il y a beaucoup moins de mesure exclusive, notamment lorsque plus de deux fragments lourds sont pr´esents en voie de sortie [53–55]. Dans cette gamme en ´energie, diff´erents m´ecanismes de r´eaction sont attendus et peuvent conduire `

a la production de plusieurs fragments lourds. En d´etectant l’ensemble de ces fragments en co¨ıncidence et en corr´elant leur charges, leur ´energies, et leur impulsions, on peut ˆetre en mesure de mieux comprendre les m´ecanismes de r´eaction et de d´esexcitation sous-jacents.

La figure4.2pr´esente l’´evolution de la probabilit´e de production de diff´erentes voies de sortie, dans les collisions centrales de 129_Xe+nat_{Sn mesur´ees avec INDRA, en fonction de l’´energie} incidente [56]. `A une ´energie incidente de 8 MeV/A, les ´ev´enements avec deux fragments lourds en voie de sortie repr´esentent la quasi-totalit´e de la section efficace (Fig.4.2). `A partir de

12 MeV/A, la probabilit´e de produire trois fragments lourds devient importante et d´epasse celle de produire deux fragments au-del`a de 18 MeV/A (Fig.4.2). Le m´ecanisme de d´esexcitation responsable de ces ´ev´enements `a trois fragments n’est pas clairement ´etabli : Est-ce la continuit´e de la fission observ´ee `a plus basse ´energie ou le pr´ecurseur de la multifragmentation de haute ´

energie ? Seule une caract´erisation dynamique de ces ´ev´enements peut permettre de r´epondre `

a cette question. L’estimation de l’´echelle de temps mise en jeu permettrait de discriminer une s´equence de deux fissions successives d’une fragmentation simultan´ee. Ce type d’informations est tr`es important afin de construire des mod`eles de r´eactions pr´edictifs dans cette gamme en ´ energie. [MeV/A] b E 10 15 20 25 Probabilité de production 0 0.2 0.4 0.6 0.8 1 2 fragments 3 fragments 4 fragments et plus

Fig. 4.2 – ´Evolution de la probabilit´e de production des diff´erentes voies de sortie avec 2 fragments, 3 fragments, ou 4 fragments et plus, en fonction de l’´energie de bombardement dans les collisions centrales de 129_Xe+nat_{Sn [56].}

Plusieurs m´ethodes exp´erimentales ont ´et´e propos´ees pour estimer des ´echelles de temps dans les collisions p´eriph´eriques [54, 57, 58]. Elles ont ´et´e r´ecemment utilis´ees pour explorer l’´equilibration d’isospin entre les noyaux projectile et cible [59–62], mais ne sont pas adapt´ees pour les collisions centrales, o`u les fragments proviennent de la d´esexcitation d’un noyau com- pos´e. Dans le cas des collisions centrales, les fonctions de corr´elations construites avec deux fragments lourds ont ´egalement ´et´e utilis´ees pour mesurer des ´echelles de temps de multifrag- mentation [11,13,63–65] mais les propri´et´es extraites sont toujours affect´ees par des ambigu¨ıt´es spacio-temporelles. De plus, des distorsions de la forme des fonctions de corr´elations induites par les lois de conservation (´energie et impulsion) [66], le mouvement collectif ou des effets li´es `a l’orientation du plan de r´eaction [67, 68], bien que faibles voir n´egligeables lors d’´etude men´ees sur des particules l´eg`eres, peuvent devenir importantes dans le cas de corr´elations entre fragments lourds [64].

Nous avons donc d´evelopp´e une nouvelle technique de chronom´etrie, bas´ee sur les effets de proximit´e coulombienne observ´es dans l’´etat final. Cette m´ethode est utilis´ee pour esti- mer l’´echelle de temps du processus de formation de trois fragments lourds dans la r´eaction 129_Xe+nat_{Sn aux ´energies incidentes de E}

b = 8, 12, 15, 18, 20, et 25 MeV/A mesur´ees avec INDRA.