LUC GINGRAS
Le rôle de l’asymétrie de masse et de l’asymétrie d’isospin en voie d’entrée pour la production de particules et de fragments
dans les collisions d’ions lourds
Thèse présentée
à la Faculté des études supérieures de l’Université Laval
pour l’obtention
du grade de Philosophiae Doctor (Ph.D.)
Département de physique
FACULTÉ DES SCIENCES ET DE GÉNIE UNIVERSITÉ LAVAL
QUÉBEC
FÉVRIER 2002
Le rôle de l’asymétrie de masse et de l’asymétrie d’isospin en voie d’entrée pour la production de particules et de fragments
dans les collisions d’ions lourds
Résumé
Les collisionsd’ions lourds aux énergies intermédiares (E/A = 10- 100 MeV/nucléon) sont caractérisées par une variété surprenante de phénomènes responsables d’une produc tion importante de particules et defragments. L’étude desmécanismes de réaction permet
de clarifier la dépendance de ces phénomènes selon les paramètres initiaux de la collision. Le travail expérimental présenté dans cettethèse est axé sur l’étude du rôlede l’asymétrie
de masse et de l’asymétrie d’isospin en voie d’entrée pour la production de particuleset de fragments, principalement dans les régions de vitesses caractéristiques du quasi-projectile et d’une zone intermédiaire. Deux séries d’expériences ont été effectuées pour sonder ces deux aspects. La première, axée sur l’étude du rôle de l’asymétrie de masse en voie
d’entrée, a été réalisée aux laboratoires TASCC de EACL à Chalk River et impliquait
des collisions entre un projectile de 58Ni et des cibles de C et d’Au à 34.5 MeV/nucléon d’énergie incidente. La seconde série d’expériences, réalisée au Cyclotron Institute de
l’Université Texas A&M, tente d’explorer le rôle de l’asymétrie d’isospin en voie d’entrée
pour la production de particules et de fragments. En fixant l’énergie incidente à 40
MeV/nucléon, ainsi que les charges des noyaux en collision, il fut possible de réaliser des réactions exploitant plusieurs différences d’asymétrie d’isospin en voie d’entrée, en vari
ant les choix d’isotopes du projectile et de la cible. Les réactions suivantes ont pu être produites: 58Vz+70Zn, 58M+64Zn, 64Ni+64Zn, 70Zn+64Ni et 70Zn+58Ni. L’analyse de ces réactions a été effectuée et les principaux résultats obtenus seront présentés dans ce travail. Luc Gingras Etudiant gradué René Roy Directeur de thèse î
Le rôle de l’asymétrie de masse et de l’asymétrie d’isospin en voie d’entrée pour la production de particules et de fragments
dans les collisions d’ions lourds Résumé
Les collisions d’ions lourdsaux énergies intermédiares (E/A = 10 - 100 MeV/nucléon)
sont caractérisées par une variété surprenante de phénomènes responsables d’une produc
tion importante departicules et defragments. L’étudedes mécanismes de réaction permet de clarifier la dépendance de ces phénomènes selon les paramètres initiaux de la collision.
Le travail expérimental présenté dans cette thèse est axé sur l’étude du rôle de l’asymétrie
de masse et de l’asymétrie d’isospin en voie d’entrée pour la production de particuleset de fragments, principalement dans les régions de vitesses caractéristiques du quasi-projectile
et d’une zone intermédiaire. Deux séries d’expériences ont été effectuées pour sonder
ces deux aspects. La première, axée sur l’étude du rôle de l’asymétrie de masse en voie
d’entrée, a été réalisée aux laboratoires TASCC de EACL à Chalk River et impliquait
des collisions entre un projectile de 58 Ai et des cibles de C et d’Arz à 34.5 MeV/nucléon d’énergie incidente. La seconde série d’expériences, réalisée au Cyclotron Institute de l’Université Texas A&M, tente d’explorer le rôle de l’asymétrie d’isospin en voie d’entrée pour la production de particules et de fragments. En fixant l’énergie incidente à 40
MeV/nucléon, ainsi que les charges des noyaux en collision, il fut possible de réaliser des réactions exploitant plusieurs différences d’asymétrie d’isospin en voie d’entrée, en vari
ant les choix d’isotopes du projectile et de la cible. Les réactions suivantes ont pu être produites: 58Ai +70 Zn, 58Az +64 Zn, 64Ai +64 Zn, 70Zn +64 Ni et 70 Zn +58 Ni.
Les produits de réaction ont été captés par un ensemble multidétecteur de particules
chargées. Les données issues des ces deux séries d’expériences ont été enregistrées événe
ment par événement de façon exclusive. Après une sélection primaire des événements,
basée sur la somme des charges détectées, une analyse physique des caractéristiques de la réaction a pu être effectuée. Les principales méthodes d’analyse utilisées ont été le
classement des événements selon un paramètre d’impact expérimental, une reconstruction
probabiliste des émetteurs primaires, l’étude des fonctions de corrélation à deux particules et l’observation du ratio neutron/proton à mi-rapidité. De cette façon, l’évolution avec
la centralité des principales caractéristiques statiques et dynamiques du quasi-projectile
et de la zone de vitesse intermédiaire a pu être tracée. Une séquence temporelle moyenne
d’émission des particules et fragments de masse intermédiaire a pu être établie et la pos
sibilité d’une brisure dynamique de déformation des noyaux primaires a été envisagée
comme source de production de particules à mi-rapidité. Finalement, on a pu suivre
révolution du ratio neutron/proton dans les particules chargées détectées à mi-rapidité
selon la centralité et la différence d’asymétrie d’isospin initiale. Le principal résultat
obtenu de ces analyses montre que la tendance générale des réactions nucléaires entre deux ions lourds collisionnant selon une voie d’asymétrie initiale de masse ou d’isospin en voie d’entrée est d’atteindre un équilibre chimique et énergétique par transfert de protons et neutrons. La particularité des collisions aux énergies intermédiaires est d’ajouter à cette tendance générale des fluctuations provenant d’éjections dynamiques de particules à partir de la zone de recouvrement ou de brisures de déformations de surfaces.
Luc Gingras Etudiant gradué
René Roy
Directeur de thèse
Avant — propos
La réalisation de ce travail de thèse est l’aboutissement de plusieurs années d’expéri mentations, d’apprentissages et de découvertes dans un domaine de la physique où, pour sonder l’infiniment petit, de grandes tâches doivent être accomplies. J’aimerais ici remercier tous ceux qui y ont participé et qui, par le fait même, ont contribué au
parachèvement de cette thèse.
J’aimerais tout d’abord adresser de profonds remerciements à mon directeur de recherche, le professeur René Roy, pour l’excellent encadrement dont j’ai pu bénéficier tout au long de mes études graduées, de même que pour l’intérêt soutenu qu’il a porté à mon travail et à mon cheminement. Je voudrais le remercier également pour la confiance qu’il m’a témoignée et pour les nombreux conseils sagement prodigués à chaque moment
critique du déroulement d’un long projet.
Je voudrais également remercier le professeur Claude St-Pierre qui, grâce à son sens
physique hors pair et à son esprit critique, a su réorienter de nombreuses réflexions vers des voies de solutions. Ses qualités de chercheur et de pédagogue m’ont marqué tout autant que son enthousiasme pour laconnaissance au sens large.
Je tiens à remercier les membres de mon jury de thèse qui, par une lecture approfondie
du manuscrit, ont contribué à en enrichir le contenu: René Roy, Claude St-Pierre, Luc Beaulieu et Daniel Cussol.
Je désire également adresser de sincères remerciements à tous les chercheurs post
doctoraux et les étudiants gradués du groupe de recherche en physique des ions lourds de l’Université Lavalquej’aieu l’opportunitéde connaître et avec quij’aieu l’honneurde tra vailler au cours de mes années passées au sein du groupe. Mes prédécesseurs Luc Beaulieu,
Mustapha Samri etYves Larochelle m’ont énormément appris surla recherche scientifique en physique nucléaire. Leurs qualités personnelles en tant que chercheurs et amis sont pour moid’une grande inspiration. J’ai eu également beaucoup de plaisir à travailleravec
Patrick Gagné, Richard Laforest, Xing Qian, Xin Bai, Zakaria Saddiki et Zhi-Yong He pendant les dernières expériences à Chalk River, de même que plus récemment au Texas
avec Djamel Ouerdane, Ghyslain Boudreault, Dany Thériault, Frédérick Grenier, Simon
Turbide et Ariel Chernomoretz. A tous, je souhaite une formidable carrière.
J’adresseaussi mes remerciements aux équipes de chercheursdes laboratoires d’EACL
à Chalk River et de l’Université Texas A&M avec qui j’ai eu le plaisir de collaborer au cours de nos séries d’expériences. Parmi ceux-ci, rappelons Dag Horn, Erick Hagberg et
Gordon Bail, ainsi que Joe B. Natowitz, Sherry Yennello et Rich Ibbotson.
Je tiens à exprimer ma reconnaissance au personnel du département de physique de l’UniversitéLaval, notamment les directeurs PierreAmiot et Roger A. Lessard. J’aimerais également remercierM. Richard Bertrand pour sonénormesoutien informatique, de même que Mme Lise B. Prévéreau et Mme Diane Côté, pour leur aide dansles méandres admin istratifs de la vie universitaire. Je remercie également les organismes FCAR et CRSNG
pour leur soutien financier.
Finalement, je désire remercier chaleureusement mon épouse, Sophie, qui, grâce à son soutien et son aide, a contribué grandement à la réalisation de ce travail.
Table
des
matières
Résumé court i
Résumé long ii
Avant-propos iv
Table des matières vi
Liste des tableaux x
Liste des figures xii
Introduction 1
1 Dispositifexpérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 10
1.1 L’accélérateur TASCC... 10
1.2 La matrice 4tt CRL-Laval ... 11
1.2.1 Détecteurs plastiques (anneaux 0 à 3)... 13
1.2.2 Détecteurs CsI(Tl) (anneaux4et 5)... 14
1.2.3 Détecteurs CsI(Tl) (anneaux6à 9)... 15
1.2.4 Télescopes Si-Si-CsI(Tl)... 15
Table des matières vii
1.2.5 L’électronique... 16
1.3 Identification des particules chargées ... 18
1.3.1 Détecteurs plastiques (anneaux 0 à 3)... 19
1.3.2 DétecteursCsI(Tl) (anneaux 4 et 5)... 22
1.3.3 Détecteurs CsI(Tl) (anneaux 6 à 9)... 22
1.3.4 Télescopes Si-Si-CsI(Tl)... 25
1.4 Calibration en énergie des particules chargées ... 25
1.4.1 Détecteurs plastiques (anneaux 0 à 3)... 30
1.4.2 Détecteurs CsI(Tl) (anneaux 4 et 5)... 35
1.4.3 Mini-balle et télescopes... 36
2 Dispositifexpérimental pour l’expérience de “Mars 1999” 39 2.1 L’accélérateur de l’Université Texas A&M ... 39
2.2 La matrice HERACLES ... 42
2.3 Electronique et Acquisition... 43
2.4 Corrections de gain... 47
2.5 Identification des particules ... 50
2.6 Calibration en énergie des particules ... 51
3 Modèles théoriques et simulations numériques 56 3.1 DIT (Deep Inelastic Transfers)... 56
3.2 CMD (Classical Molecular Dynamics)... 57
3.3 IBUU (Isospin dépendant Boltzmann-Uehling-Uhlenbeck) ... 59
Table des matières viii
3.4 GEMINI... 60
3.5 SMM (Statistical MultifragmentationModel)... 61
3.6 Filtre Expérimental... 61
4 Méthodes expérimentales 63 4.1 Sélection des événements... 63
4.2 Classement en centralité... 70
4.3 Reconstruction probabiliste du quasi-projectile... 83
4.4 Fonctions de corrélation... 97
5 Rôle de l’asymétrie de masse en voie d’entrée 108 5.1 Etude du quasi-projectile...108
5.1.1 Caractéristiques généralesdes particules...108
5.1.2 Caractéristiques généralesdu quasi-projectile...118
5.1.3 Séquence moyenne d’émission des particules...137
5.1.4 Evolution du temps de vie de la source quasi-projectile...160
5.2 Etude de la zone de mi-rapidité...164
5.2.1 Caractéristiques générales de la zone de mi-rapidité...164
5.2.2 Séquence temporelle moyenne d’émissiondes particules dansla zone de mi-rapidité...190
5.3 Etude d’une émission retardée du quasi-projectile...203
6 Rôle de l’asymétrie d’isospin en voie d’entrée 225 6.1 Région du quasi-projectile...226
Table des matières IX Conclusion Références A Contenu du CDROM 246 252 262
Liste
des
Tableaux
1.1 Matrice 47t CRL-Laval... 12
1.2 Paramètres de calibration des détecteurs plastiques... 33
1.3 Calibration des Z=1 et 2 dans les détecteurs plastiques... 33
1.4 Calibration des Z > 3 dans les détecteurs plastiques... 34
1.5 Paramètres decalibration des détecteurs CsI(Tl) (anneaux 4 et 5)... 37
1.6 Calibration des particules dans les détecteurs CsI(Tl) (anneaux 4 et 5) . . 38
2.1 Calibration enénergie des détecteurs plastiques (anneaux 00 à 3) 54
2.2 Calibration enénergie des détecteurs CsI(Tl) (anneaux 4 et 5)... 55
4.1 Taux de bonne attributionpour le QPdansNi + C... 95
4.2 Taux de bonne attributionpour la QCdansNi + C... 95
4.3 Taux de pollution pour le QP dans Ni + C... 96
4.4 Taux de bonne attributionpour le QPdansNi +Au... 98
4.5 Taux de bonne attributionpour la QC dansNi + Au... 98
4.6 Taux de pollution pour le QP dans Ni +Au... 98
6.1 Caractéristiques initiales des systèmes de l’expérience de “Mars 1999” . . . 226
Liste des tableaux xi
Liste
des
Figures
1.1 Matrice 4n CRL-Laval... 12
1.2 Détecteur plastique... 14
1.3 Détecteur CsI(Tl)... 15
1.4 Montage électronique... 17
1.5 Spectre d’un détecteur plastique... 20
1.6 Spectre cumulatif d’identification (détecteurs plastiques) ... 21
1.7 Spectre d’un détecteur CsI(Tl) (anneaux 4 et 5)... 23
1.8 Spectre d’identification d’un détecteur CsI(Tl) (aneeaux 4 et 5) 24
1.9 Spectre d’un CsI(Tl) (anneaux 6 à 9)... 26
1.10 Spectre d’un détecteur télescope (Sii vs Si2)... 27
1.11 Spectre d’un détecteur télescope (Si2 vs Csl)... 28
1.12 Pics d’étalonnage dans les détecteurs plastiques... 31
1.13 Pics d’étalonnage dans les détecteurs CsI(Tl) (anneaux 4 et 5)... 35
2.1 Plan du Cyclotron Institute de l’Université Texas A&M... 40
2.2 Cyclotron K500 ... 41
2.3 Matrice de corrélation ... 43
Liste des figures xiii
2.4 Exemple d’une station de travail Linux utilisant XVISU... 46
2.5 Variations de gain (détecteur 40) 48
2.6 Variations de gain (détecteur 54) 49
4.1 Corrélation charge totale et paramètre d’impact... 65
4.2 Charge totale vs impulsion parallèle totale (Ni + G)... 66
4.3 Charge totale vs impulsion parallèle totale (Ni + Au)... 67
4.4 Distribution du paramètre d’impact(Ni + Au)... 68
4.5 Distribution du paramètre d’impact(Ni + C)... 69
4.6 Charge totale vs impulsion parallèletotale (58Ni +70 Zn)... 70
4.7 Charge vs vitesse parallèle (DIT+GEMINI non filtré)... 72
4.8 Charge vs vitesse parallèle (DIT+GEMINI filtré) ... 73
4.9 Multiplicité de particules chargées vs vitesse parallèle(Ni +C) ... 74
4.10 TKE vs vitesse parallèle (Ni + C)... 75
4.11 II|| vs vitesse parallèle (Ni +C)... 76
4.12 Ratio d’anisotropie vs vitesse parallèle (Ni + G)... 77
4.13 Paramètre d’impact expérimental vs b (Ni + C)... 78
4.14 Paramètre d’impact expérimental vs b (Ni + Au) ... 79
4.15 Paramètre d’impact expérimental corrigé (Ni + G) ... 80
4.16 Paramètre d’impact expérimental corrigé (Ni + Au)... 81
4.17 Paramètre d’impact expérimental vs vitesse parallèle(Ni + G)... 82
Liste des figures xiv
4.19 Paramètre d’impact expérimental vs vitesse parallèle (58Ni +70 Zn) .... 84
4.20 Vitesse du plus lourd en fonction de la centralité (Ni + C)... 85
4.21 Vitesse du plus lourd en fonction de la centralité (Ni + Au) ... 86
4.22 Vitesse relative avant-arrière (Ni + C) ... 89
4.23 Vitesse relative avant-arrière (Ni + C DIT+GEMINI)... 90
4.24 Vitesse relative avant-arrière (Ni + C DIT+GEMINI non filtré)... 91
4.25 Vitesse relative avant-arrière (Ni + Au)... 92
4.26 Vitesse relative avant-arrière (Ni + Au DIT+GEMINI)... 93
4.27 Différence de la charge du QP reconstruit et duQPréel... 97
4.28 Ncorr(q) pour la paire deuton - alpha...102
4.29 Ndecorr(q) pour la paire deuton - alpha...105
4.30 Fonction de corrélation pour la paire deuton -alpha...106
5.1 vc^ vs U|jm pourles Z — 2 de Ni+ C...110
5.2 vs V|jm pour les Z = 2 de Ni+ Au...111
5.3 vc™ vs v^m pour les Z = 1 de Ni +C...113
5.4 vc^ vs ujjm pour les Z — 1 de Ni +Au...114
5.5 vs U|jm pour les FMI de Ni + C...115
5.6 vs pour les FMI de Ni + Au...116
5.7 Évolution des multiplicités en fonction du paramètre d’impact expérimental (Ni + C)...117
Liste des figures xv
5.8 Évolution desmultiplicités enfonction du paramètred’impactexpérimental
(Ni + Au)...118 5.9 Évolution des multiplicités (pour le QP) en fonction du paramètre d’impact
expérimental (Ni + C)...120
5.10 Évolution des multiplicités (pour le QP) en fonction du paramètre d’impact expérimental (Ni+ Au) ...121
5.11 Evolution de la vitesse moyenne duQP en fonction du paramètre d’impact expérimental (Ni + C)...122
5.12 Évolution de la vitesse moyenne du QP en fonction du paramètre d’impact
expérimental (Ni + Au) ... 123
5.13 Évolution de Zqp en fonction du paramètre d’impact expérimental (2Vid-C)124
5.14 Évolution de Zqp en fonction du paramètre d’impact expérimental (Ni +Au) 125 5.15 Évolution de E*/AqP en fonction du paramètre d’impact expérimental
(M + C)...127
5.16 Évolution de E*/AqP en fonction du paramètre d’impact expérimental
(Ni A Au)...128 5.17 Évolution de la multiplicité de LCP en fonction de E*/Aqp)...129 5.18 Évolution de la multiplicité de FMI en fonction de E*/Aqp)...130 5.19 Distributions de Z pour les particules attribuées au QP dans Ni +C . . . 131 5.20 Distributions de Z pour les particules attribuées au QP dans Ni + Au ... 132
5.21 Distributions d’énergie pour les particules attribuées au QP dans Ni A C . 133 5.22 Distributions d’énergie pour les particules attribuées au QP dans Ni + Au 134
Liste des figures xvi
5.23 Évolution de l’énergie des particules attribuées au QP en fonction du
paramètre d’impact expérimental dans Ni + C...135
5.24 Évolution de l’énergie des particules attribuées au QP en fonction du paramètre d’impact expérimental dans Ni + Au...136
5.25 Schéma des conditions d’alignement...138
5.26 Fonctions de corrélation p — d...140
5.27 Fonctions de corrélation d — t...142
5.28 Fonctions de corrélation d— a...143
5.29 Fonctions de corrélation t — a...144
5.30 Fonctions de corrélation 3He — a...145
5.31 Fonctions de corrélation d — FMI...146
5.32 Fonctions de corrélation t — FMI...147
5.33 Fonctions de corrélation a — FMI ...148
5.34 Fonctions de corrélation p — a...149
5.35 Fonctions de corrélation 3He — FMI...151
5.36 Fonctions de corrélation t —3 He...152
5.37 Fonctions de corrélation p — t...153
5.38 Fonctions de corrélation p —3 He ...154
5.39 Fonctions de corrélation d — d avec coupureénergétique...156
5.40 Fonctions de corrélation p — d avec coupureénergétique...157
Liste des figures xvii 5.42 5.43 5.44 5.45 5.46 5.47 5.48 5.49 5.50 5.51 5.52 5.53 5.54 5.55 5.56 5.57
Fonctions de corrélation FMI — FMI pour le QP dans Ni + C...161 Fonctions de corrélation FMI — FMI pour le QP dans Ni+ Au ...162
Temps de vie de la source QP extrait des fonctions de corrélationFMI — FMI163
Distributions de Z pour les particules attribuées à la composante MR dans
Ni + C...165 Distributions de Z pour les particules attribuées à la composante MR dans
Ni + Au...166
Evolutiondes multiplicités (pour la composante MR) en fonction du paramètre
d’impact expérimental (Ni + C)...167
Evolutiondes multiplicités (pour la composante MR) en fonction du paramètre
d’impact expérimental (Ni +Au)...168 Distributions de la vitesse parallèle des particules (données expérimentales) 170 Distributions de la vitesse parallèle des particules (simulation DIT+GEMINI) 171 Distributions de la vitesse parallèle des particulesde Z = 1 (données expérimentales) 174 Distributions de la vitesse parallèle des particules de Z — 1 (simulation
DIT+GEMINI)...175 Distributions de la vitesse parallèle des particulesde Z — 2(données expérimentales) 176
Distributions de la vitesse parallèle des particules de Z = 2 (simulation DIT+GEMINI)...177 Distributions de la vitesse parallèle des FMI (données expérimentales) . . . 178 Distributions de la vitesse parallèle des FMI (simulation DIT+GEMINI) . 179 Distributions d’énergie perpendiculaire pour les particules attribuées à la composante MR dans Ni + C...180
Liste des figures xviii
5.58 Distributions d’énergie perpendiculaire pour les particules attribuées à la
composante MR dans Ni + Au ...181
5.59 Evolution de l’énergie perpendiculaire des particules attribuées à la com posante MR en fonction du paramètre d’impact expérimental dans Ni + C 183 5.60 Evolution de l’énergie perpendiculaire des particules attribuées à la com posante MR en fonction du paramètre d’impact expérimental dans Ni + Au 184 5.61 Distributions de cosOaxe,MR des particules attribuées à la composante MR dans Ni + C...186
5.62 Distributions de cos0axe,MR des particules attribuées à la composante MR dans Ni + Au...187
5.63 Distributions de cos(f)axeiMR des particules attribuées à la composante MR dans Ni + C...188
5.64 Distributions de cosc^axe.MR des particules attribuées à la composante MR dans Ni + Au...189
5.65 Fonctions de corrélation t — a pour la zone demi-rapidité...191
5.66 Fonctions de corrélation d — a pour la zone demi-rapidité...192
5.67 Fonctions de corrélation 3He — a pour la zone de mi-rapidité...194
5.68 Fonctions de corrélation p— a pour la zone demi-rapidité...195
5.69 Fonctions de corrélation d — FMI pour la zone de mi-rapidité...196
5.70 Fonctions de corrélation t — FMI pour la zone de mi-rapidité...197
5.71 Fonctions de corrélation a — FMI pour la zone de mi-rapidité...198
5.72 Comparaison des fonctions de corrélation FMI — FMI pour le QP et la composante MR dans Ni + Au ...200
Liste des figures xix
5.73 Fonctions de corrélation FMI — FMI pour la composante MR dans Ni + Au201
5.74 Fonctions de corrélation FMI — FMI pour la composante MR et le QP
dans Ni F C...202
5.75 Distributions de vitesse parallèle pour un modèle de dynamique moléculaire 206 5.76 Distributions de vitesseparallèle pour un modèle dedynamique moléculaire avec coupures en temps d’émission ...208
5.77 Distributions de vitesses (vy,vz) pour un modèle de dynamiquemoléculaire avec coupures en temps d’émission (Ni + C)...210
5.78 Distributions de vitesses (vy,vz) pour un modèle de dynamiquemoléculaire avec coupures en temps d’émission (Ni + Au)...211
5.79 Distributions de vitesses (vx,vz) et (vy,vz) pour les FMI émis aux temps intermédiaires dans un caclcul de dynamique moléculaire...212
5.80 vc™ dans le plan de réaction vs pour les particules a...214
5.81 dans le plan de réaction vs pour les particules a...215
5.82 Fonctions de corrélation a — a du QP...217
5.83 Fonctions de corrélation a — a du QP avant...219
5.84 Fonctions de corrélation a — a du QP arrière...220
5.85 Fonctions de corrélation a — a de la composanteMR...222
5.86 Fonctions de corrélation a — a de la composante MR (alignement par rap port au QP)...223
6.1 Charge du résidu en fonction de la centralité (données expérimentales) . . 227
Liste des figures xx
6.3 Charge du QP reconstruit en fonction de la centralité (données expérimentales) 229 6.4 Charge du QP reconstruit en fonction de la centralité (simulation DIT+GEMINI) 230 6.5 Distributions de vitesse parallèle au faisceau (simulation DIT+GEMINI) . 232 6.6 Distributions de vitesse parallèle au faisceau (simulation DIT+SMM) . . . 233
6.7 Distributions de vitesse parallèle au faisceau (simulation IBUU+GEMINI) 235
6.8 Évolution duratio N/Zmr en fonction de bexp (simulation IBUU+GEMINI) 236 6.9 Évolution duratio N/Zmr en fonction de bexp (simulation DIT+GEMINI) 237
6.10 Évolution du ratio N/Zmr en fonction de bexp (simulation DIT+SMM) . . 238
6.11 Évolution du ratio N/Zmr en fonction de bexp (Données Expérimentales) . 239
6.12 Comparaison entre données et simulations du ratio N/Zmr en fonction de
bexp...241 6.13 Évolution du ratio N/Zmr des particules composites en fonction de bexp . . 242
Introduction
Depuis la découverte de la radioactivité par Becquerel en 1896,la physique nucléaire a connu, au coursdu 20e siècle, un remarquable essor sur le plan de la recherche expérimentale
et théorique en physique. L’élaboration du modèle du noyau atomique par Rutherford ainsi que le développement de la mécanique quantique ont marqué la première par
tie de ce siècle. Au début des années 30, le développement des premiers accélérateurs
électrostatiques (Van de Graaff), linéaires (Sloan et Lawrence) et cyclotrons (Lawrence
et Livingston) a permis de découvrir une panoplie de nouvelles particules fondamentales
constituant notre monde microscopique. Plusieurs théories nucléaires ont également vu
le jour, dont l’hypothèse du noyau composé par Bohr et le modèle de fission nucléaire par Bohr et Wheeler. Avec la découverte du neutron quelques années auparavant, les
éléments étaient réunis pour le développement d’une série d’applications dans les années 40. Parmi celles-ci, on rappellele premier réacteur à fission contrôlée (Fermi) et la bombe
atomique, mais aussi le développement de larésonance magnétiquenucléaire et de la tech
nique de datation par 14C. A la suite de constantes améliorations sur les performances
des accélérateurs, plusieurs expériences ont pu être menées dans les années 50 et 60, con
duisant à l’élaboration des modèles de structure nucléaire et d’interaction électrofaible.
Des connaissances énormes ont d’ailleurs pu être acquises dans ces domaines. Dans les années 70, c’est la physique des particules qui a pris son envol à l’aide de la mise en
Introduction 2
service des premiers collisiomieurs et synchrotrons de protons à haute énergie. Plusieurs nouvelles particules ont pu être découvertes et une exploration extensive du modèle des
quarks, suggéré quelques années plus tôt par Gell-Mann, a pu être menée. C’est dans les années 80 et 90 que sont apparus de nouveauxaccélérateurs, principalement descyclotrons
de haute énergie, capables d’accélérer des ions lourds dans un domaine d’énergie entre
10 et 100 MeV/nucléon. Ce territoire vierge avait ceci d’intéressant, qu’il permettait de
sonder les caractéristiques de la matière nucléaire dans des états extrêmes de température
et de densité. Les premières expériences de collisions de noyaux à basse énergie avaient permis d’explorer les propriétés des noyaux dans des états proches de ceux typiques de la saturation. Il restait maintenant à déterminer ses caractéristiques pour des cas extrêmes,
mais où une certaine cohésion du noyau était conservée.
Un des thèmes de recherche dansle domaine des collisions d’ions lourds aux énergies
intermédiaires est l’étude des mécanismes de réaction pour la formation des noyaux ex
cités. Partant des cas les plus simples comme les collisions élastiques et quasi-élastiques
pour les paramètres d’impact les plus élevés, un degré de complexité énorme peut être atteint à l’opposé lorsque la fusion plus ou moins complète des réactants est obtenue avec les collisions les plus centrales. Entre ces deux cas extrêmes, les réactions d’ions lourds
auxénergiesintermédiaires semblent fortement dominées par l’occurence d’un phénomène mitoyen: les collisions binaires dissipatives [1, 2, 3, 4, 5, 6]. La propriété essentielle de
ce type de collision est qu’elle entraîne une préservation importante des caractéristiques initialesdusystème, malgré uneforte excitation des différentsdegrés de liberté de celui-ci. En voie de sortie, deux noyaux excités apparentés aux projectile et cible seront produits. La persistance du caractère binaire dans ce type de collisions indique que l’on puisse traiter
Introduction 3
permettant aux nucléons constituant les quasi-projectile (QP) et quasi-cible (QC) d’être transférés d’un noyau à l’autre, il est possible de traiter l’excitation des QP et QC ainsi
que les transferts de masse, de charge, d’impulsion et de moment angulaire. Plusieurs
auteurs ont ainsi développé des modèles de transport permettant de décrire la phase de contact des collisions d’ions lourds [7, 8, 9, 10, 11, 12, 13].
Après l'étape de formation, on pourra assister àladécroissance des noyaux primaires. Lorsque l’énergie d’excitation d’un noyau n’est pas trop élevée (œ 1-2 MeV/nucléon),
on s’attend à ce que la désexcitation de celui-ci se fasse principalement par l’émission (de type évaporatif) de neutrons et de particules légères (Z < 2) ou par fission. La théorie statistique classique traite bien cette situation en considérant l’atteinte d’un état d’équilibre entre chaque émission séquentielle de particules légères [14, 15]. Pour des
énergies d’excitation plus élevées, il est désormais possible pour des fragments de masse
intermédiaire (allant du lithium jusqu’aux produits de fission) d’être émis par le noyau primaire. A l’aide du formalisme de l’état transitoire [16], la production de ces noy
aux complexes est prise en compte à la manière d’une fission asymétrique de la source. L’application de ces concepts d’émission de fragments complexes et d’évaporation de par
ticules légères à toute une chaîne de désintégration par voies de brisures binaires permet
d’expliquer avec succès la phase de désexcitation de noyaux modérément chauffés [17].
C’est àpartir d’énergiesd’excitation plus élevées (æ5 MeV/nucléon) que le processus
de multifragmentation fait son apparition. A proprement parler, on réfère à une
multi-fragmentation lorsqu’un noyau se brise en au moins trois fragments de taille importante (Z > 3). Il a été observé que le phénomène de multifragmentation pouvait se produire
avec des événements de collisions caractérisés par labrisure quasi simultanée d’une source hautement excitée [18. 19]. L’obtention d’une tellesource peut se faire dans le cas des col
Introduction 4
lisions centrales provenant de systèmes lourds. Toutefois, il semble impossible d’expliquer l’abondance observée des fragments de masse intermédiaire (FMI) par la théorie statis
tique de brisures binaires séquentielles [20]. Une autre approche consiste à considérer que la compression induite par la collision a ensuite été suivie d’une phase d’expansion.
Celle-ci peut amener le noyau dans une zone du diagramme de phase caractérisée par la présence d’instabilités mécaniques (région spinodale) permettant l’amplification de toute
fluctuation de densité, ce qui résulte en une production accrue de fragments de masse
intermédiaire [21, 22, 23]. Il est également probable que l’expansion du système puisse
être d’origine purement thermique [24]. D’une façon ou d’une autre, le système dilaté finit par atteindre une configuration de “freeze-out”, où la faible densité du milieu con
duit à la création de poches de densité séparées par des distances supérieures à la portée de l’interaction nucléaire. Les partitions à N fragments peuvent être déterminées en
supposant un remplissage uniforme de l’espace de phase disponible et l’évolution coulom bienne ultérieure du système pourra être poursuivie. Des modèles comme MMMC [25] et SMM [26] suivent cette approche. Néanmoins, il fut constaté que la désintégration de la source formée dans les collisions centrales du système Xe + Sn à 50 MeV/nucléon peut être expliquée par un mécanisme en deux étapes [27]. Dans la première étape, plusieurs particules sont éjectées par le système primaire lors d’une phase collective d’expansion.
Ayant ainsi perdu une partie de sa masse, le noyau dilué résultant pourrait subir une
multifragmentation prompte initiée par son entrée dans la zone d’instabilités spinodales.
D’un autre côté, il fut noté, à partir d’événements de collisions à dominance bi
naire, que les distributions en vitesses des particules ne présentaient pas uniquement des composantes associées aux émissions des quasi-projectile (QP) et quasi-cible (QC), mais
Introduction 5
les vitessesde ces deux dernières composantes [28, 29, 30, 31, 32, 33, 34, 35, 36, 37, 38, 39]. Cette production de particules à mi-rapidité est habituellement reliée à l’émergence du
phénomène de “boule de feu” du modèle participant-spectateur aux énergies relativistes
[40]. Toutefois, dans le domaine de l’énergie de Fermi, la compétition entre les interac tions à deux corps et les effets collectifs provenant du champ nucléaire moyen peuvent modifier cette image plutôt simpliste. En effet, il est possible que plusieurs particules
soient éjectées dans les premiers instants de la collision [41, 42] à la suite des collisions
nucléon-nucléon dans la zone de recouvrement des noyaux en interaction. Cependant, une
certaine proportion des particules observées dans la région de mi-rapidité peuvent avoir été produites à la suite de l’effondrement de déformations de surface des noyaux QP et QC en contact. Si cette brisure de déformation se produit très tôt, on pourra parler de
brisures multiples du col de matière liant les deux noyaux principaux. Si par contre, après
l’impact, les noyaux QP et QC se séparent tout en conservant une certaine déformation
qui ne peut être résorbée et qui conduit à la brisure dynamique rapide d’une de ces sources, on parlera alors de fission asymétrique rapide alignée [43, 44, 45, 46, 47, 48]. L'importance des processus dynamiques pour la formation de particules et fragments
a pu être explorée selon différentes approches théoriques (voir par exemple les refs.
[49, 50, 51, 52, 53, 54, 41, 55, 56])
Il fut également observé que les particules détectées dans la région de vitesse in termédiaire pouvaient présenter une abondance importante d’isotopes riches en neutrons par rapport aux régions du projectile et de la cible [32, 33, 35, 38, 57, 58, 59]. Une expli cation intéressante de ce phénomène pourrait être une fractionation d’isospin entre deux régions de densités différentes [60], i.e. une migration à sens contraire des neutrons et protons entre le col de faible densité et les régions QP/QC à plus haute densité. Un tel
Introduction 6
effet, prédit par des modèles de matière nucléaire continue à haute énergie d’excitation
[60], pourrait conduire à la formation d’une phase gazeuse riche en neutrons et d’une
phase liquide riche en protons [61]. Cependant, une étude expérimentale récente [57], utilisant des résultats d’expériences de particules chargées et de neutrons pour le système
Xe + Sn à 40 MeV/nucléon, semble montrer que le ratio total neutron/proton à mi-rapidité est identique à celui du système initial (~ 1.4). Ce résultat, qui est incompatible avec la fractionation d’isospin, trouve son explication dans la petite taille du col et dans
la formation importante d’aggrégats fortement liés, comme les particules a [62]. Ceci a
pour effet de créer un enrichissement en neutrons du col, relativement à sa petite taille, qui, malgré une forte émission de neutrons après coup, n’arrive pas à épuiser le surplus de neutrons qui finiront par se retrouver dans les autres particules et fragments de mi- rapidité. Cette explication, qui serait plausible pour des systèmes lourds avec un surplus
de neutrons, semble difficilement applicable pour expliquer des enrichissement observés dans des systèmes plus légers comme Ni + Ni [59, 63] et Ar+ Ni [37].
L’apport de la nouvelle génération de matrices de détecteurs de type 4tf a contribué
grandement à de telles études des mécanismes de réaction dans les collisions d’ions lourds Tout d’abord, lagranularitéélevée des détecteurs et la couverture importante du domaine angulaire par l’ensemble des constituants permet d’effectuer des mesures en coïncidence
pour de nombreux fragments. Ceci, jumelé à une efficacité de détection accrue et à une excellenteprécision de l’identification en charge (et dans certains cas en masse), conduit à la possibilité de récolter un échantillon important d’événements où lagrande majorité des
produits de réaction ont été détectés et bien identifiés. Il en résulte qu’à partir de telles conditions, il est possible de caractériser assez précisément, et pour chaque événement, les noyaux primaires excités ainsi que les principaux phénomènes ayant donné naissance
Introduction 7
à toutes les particules observées.
Le groupe de recherche en physique nucléaire des ions lourds de l’Université Laval
a pu, au cours de plus d’une décennie de travail, acquérir une connaissance étendue sur
une série de mécanismes de réactions pour des systèmes nucléaires légers. Les différents champs d’étude ont été orientés sur la formation et la désintégration de quasi-projectiles
légers variant entre le carbone et le germanium [64, 65, 66, 67, 68, 69, 70, 71, 72, 73, 74,
75, 76, 77, 78, 79], sur les collisions binairesdissipatives [6, 5, 80, 81, 82, 83], la formation
de source unique [84] et les phénomènes àmi-rapidité [85, 34, 86, 87, 58, 79, 45, 46, 63]. Il a résulté de ces analyses que les collisionsd’ions lourds “légers” à des énergies proches de l’énergie de Fermi semblent être caractérisées par un ensemble de processus dynamiques et statistiques agissant surune large gamme de temps. La production de particules à mi- rapidité est associée à des processus prompts et dynamiques, tandis que la composante
principale de désexcitation des QP et QC pourrait s’expliquer en partie dans le cadre de
modèles statistiques de décroissance séquentielle et/ou simultanée.
Le rôle et l’origine de tous les phénomènes responsables de la production de particu
les et de fragments dans les collisions d’ions lourds restent cependant à clarifier. Il est indispensable pour y arriver de faire l’étudesystématique de plusieurssystèmes nucléaires en faisant varier les paramètres initiaux de la collision. Par exemple, on peut étudier le même système, mais à des énergies de faisceau différentes. Une telle étude a été réalisée
par la collaboration INDRA pour les systèmes Xe + Sn de 25 à 50 MeV/nucléon [38] et Ni + Ni de 32 à 90 MeV/nucléon. De même, les effets de la taille totale du système peuvent être explorés. Cependant, la plupart des études comparatives effectuées à ce jour
pour les mécanismes de réaction utilisent des systèmes relativement symétriques dans la voie d’entrée. Nous croyons qu’ilest indispensabled’explorer les degrés de liberté que sont
Introduction
l’asymétrie de masse et l’asymétrie d’isospin en voie d’entrée afin de pouvoir déterminer
l’origine et le rôle des différents processus mis enjeu dans les collisionsd’ions lourds. C’est exactement cette direction de recherche qui a étépoursuivie dans le présent travail. Deux séries d’expériences ont été effectuées afin de réaliser cet objectif. La première consiste à
utiliser le même projectile à la même énergie incidente, maiscollisionnant sur descibles de masses très différentes. Dans ces conditions, les effets cinématiques de seuils de détection sont minimisés (pour la région du projectile et de la zone de mi-rapidité) et la vitesse nucléon-nucléon (vitesse du centre de masse du système composé d’un nucléon de la cible
et d’un autre du projectile) demeure la même. On a donc étudié les réactions 587Vt + C,Au
à 34.5 MeV/nucléon afin d’explorer le rôle de l’asymétrie de masse en voie d’entrée. La
seconde série d’expériences, axée sur le rôle de l’asymétrie d’isospin, a fait usage des deux
mêmes éléments Zn et Ni, mais en variant le choix des isotopes pour la voie d’entrée. Ainsi, les réactions 58,64 TVi +64,70 Zn à 40 MeV/nucléon ont été étudiées.
Le travail présenté dans cette thèse est divisé en trois grandes parties. Dans les chapitres 1 et 2, une présentation sera faite des dispositifs expérimentaux utilisés pour
les expériences sur le rôle de l’asymétrie de masse et de l’asymétrie d’isospin en voie
d’entrée. Les différents types de détecteurs employés, l’électronique d’acquisition, les méthodes d’identification des particules chargées et leur calibration en énergie seront présentés dans ces chapitres. La seconde partie traite des modèles théoriques et simula tionsnumériques (chapitre3), ainsi que des méthodes expérimentales (chapitre 4) utilisées tout au long de l’analyse. Outre une brève description des modèles, on présentera les
méthodes de sélection des événements, de classement en centralité, de reconstruction du
quasi-projectile, ainsi que des techniques de corrélations à deux particules. Finalement,
Introduction 9
de tous les résultats des analyses sur le rôle de l’asymétrie de masse (chapitre 5) et de l’asymétrie d’isospin (chapitre 6) en voie d’entrée seront effectuées. La démarche qui sera
suivie est celle de présenter d’abord les caractéristiques de la zone du quasi-projectile et de décrire ensuite les résultats obtenus pour la région de mi-rapidité. On présentera en
conclusion un bref résumé des résultats obtenus et la présentation d’une image générale des processus en jeu dans les collisions d’ions lourds, telles qu’elles ont pu être sondées par le type d’analyse effectuée dans cette étude.
Chapitre 1
DISPOSITIF EXPÉRIMENTAL POUR
L’EXPÉRIENCE DE “JUILLET 1996”
Ce chapitre est dédié à la présentation du dispositif expérimental qui a été utilisé pour l’expérience de “juillet 1996”, axée sur l’étude du rôle de l’asymétrie de masse en
voie d’entrée sur la production de particules dans la région du quasi-projectile et dans la
région de mi-rapidité.
1.1
L
’
accélérateur
TASCC
Une des expériences que nous avons analysées et dont les résultats sont présentés au
chapitre 5 a été effectuée au Tandem Accelerator SuperConducting Cyclotron (TASCC) du laboratoire d’Energie Atomique du Canada Ltée à Chalk River en juillet 1996. Un faisceau de 58 Ni chargé négativement a été produit par une des deux sources ioniques et préaccéléré jusqu’à l’entrée de l’accélérateur tandem. De là, les ions négatifs sont attirés jusqu’au centre de l’accélérateur par une séried’électrodes chargées positivement. Une fois
au centre, les ions sont une première fois épluchés de quelques électrons lors d’un passage à travers une feuille de carbone. Désormais chargés positivement, ils sont accélérés à nouveau par la deuxième partie du tandem et éjectés de celui-ci. On profite de la vitesse
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 11
plus élevée du projectile pour l’éplucher une seconde fois et le porter jusqu’à un état de charge 22+. Le faisceau est ensuite dirigé vers le cyclotron supraconducteur où il sera accéléré jusqu’à une énergie de 34.5 MeV/nucléon, i.e. près de 2 GeV. Une fois extrait du cyclotron, on conduit les ions de 58,\+22+ jusqu’à la salle d’expérience. Le faisceau est focalisé sur une cible mince placée au centre de la matrice 4tt CRL-Laval qui est disposée
à l’intérieur d’une chambre de réaction. Lesdifférentes cibles qui ont été utilisées au cours
de l’expérience sont: 12C (2.4 mg/cm2), 24Mg (1.6 mg/cm2), natTi (2.1 mg/cm2) et 197Au
(2.7 mg/cm2). L’intensité du faisceau pulsé par le cyclotron a été maintenue inférieure à 0.1 nA de façon à minimiser le nombre d’interactions nucléaires multiples avec la cible et à éviter la saturation des détecteurs et de l’électronique.
1.2
La
matrice
4
ttCRL-Laval
Le dispositif expérimental qui fut utilisé pour détecter les produits de réaction est la matrice 4% CRL-Laval. Ce multidétecteur de particules chargées est composé de 144 détecteurs de formetrapézoïdale disposés en dix anneaux concentriquesà l’axe du faisceau pointant vers la cible (voir fig. 1.1). Les caractéristiques géométriques de la matrice sont présentées dans le tableau 1.1. L’expérience de juillet 1996 fut la première expérience réa lisée avec ce montage expérimental dans saconfiguration 4%. Cependant, plusieurs autres
expériences ont été réalisées à l’aide de certaines composantes de la matrice: anneaux 2
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 12
Matrice
4
kCRL-Laval
!... I Détecteurs Plastiques I I Détecteurs CsI(Tl)
Figure 1.1 Vue en coupe de la matrice de détection 47t CRL-Laval
Tableau 1.1 Caractéristiques géométriques de la matrice 47T CRL-Laval. Sont présentés en fonction de l’anneau, le type de détecteurs, le nombre de modules (N), la distance à la cible (D) et les angles polaires de détection minimum et maximum
Anneaux Détecteurs N D [cm] @min [degrés] @max [degrés] 0 plastiques 16 61 3.3 6.7 1 plastiques 16 51 6.7 10.6 2 plastiques 16 51 10.6 16 3 plastiques 16 51 16 24 4 CsI(Tl) 16 21 24 34 5 CsI(Tl) 16 21 34 46 6 CsI(Tl) 12 3.9 46 65 7 CsI(Tl) 12 3.2 65 87 8 CsI(Tl) 12 3.2 93 115 9 CsI(Tl) 12 3.9 115 140
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 13
1.2.1 Détecteurs plastiques (anneaux 0 à 3)
Les 64 détecteurs des anneaux0 à 3 sont composés chacun de deux plastiques scintil-
lateurs. Une feuille mince (0.7 mm) de BC408 est collée sur un plastique BC444 de forme
trapézoïdale de 12 cm de longueur. Le BC408 est caractérisé par une scintillation rapide
avec une constante de tempsde décroissance de 2.1 ns, alors que le BC444 présente plutôt
une scintillation lente avec un temps de décroissance de 187 ns. Lorsqu’une particule tra verse le premier scintillateur et pénètre dans le second, la lumière de scintillation est émise
plus ou moins de façon isotrope autour du chemin que la particule a parcouru dans le détecteur. Pour récupérer une grande proportion de la lumière émise, on doit porter une attention particulière aux qualités optiques de réflexion et de transmission du détecteur. Ainsi, la surface des plastiques a été polie et recouverte d’une mince feuille de mylar
aluminisé. De plus, le couplage entre le plastique lent et le tube photomultiplicateur est assuré par un guide de lumière poli. Le seuil de détection de ces modules est déterminé par l’épaisseur du scintillateur mince d’entrée. Si la particule incidente est arrêtée dans
cette couche de détection, il est impossible de l’identifier correctement et de déterminer son énergie. L'énergie minimale que doit avoir la particule pour franchir le seuil a été évaluée à l’aide du programmeSTOPX [94]; elle varie, par exemple, pour les ions de Z=1
à Z=28, de 7.5 à 27.5 MeV/nucléon respectivement. La figure 1.2 montre un schéma du type de détecteur utilisé pour les anneaux 0 à 3.
L’impulsion électrique à la sortie du photomultiplicateur doit représenter fidèlement
une version amplifiée du signal lumineux formé par la somme des deux composantes des
scintillateurs. Ceci est nécessaire, car on désire évaluer numériquement la contribution
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 14
Figure 1.2 Schéma d’un détecteur plastique utilisé dans les anneaux 0 à 3.
tâche spécifique d’effectuer l’intégrale du signal sur la partie de l’impulsion où chaque
composante domine, i.e. au début pour la partie à décroissance rapide et à la fin pour la composante lente.
1.2.2 Détecteurs CsI(Tl) (anneaux 4 et 5)
Les anneaux 4 et 5 sont composés de 32 détecteurs à cristaux d’iodure de césium dopés par des impuretés de thallium. Ce cristal inorganique est caractérisé par deux types de décroissances lumineuses (environ 500 ns et 7 /is) permettant une identification
isotopique des particules de Z=1 et 2 et une identification des éléments jusqu’au Be. Le cristal a été taillé selon une forme trapézoïdale de 3.18 cm de longueur. Une feuille très mince (80 /im) de plastique scintillateur NE102A a été collée à la surface du cristal en
vue d’une utilisation future du mode phoswich pour identifier les particules de charges plus élevées que 4. Les seuils de détection varient de 2.1 à 3.9 MeV/nucléon pour des particules de Z=1 à Z—4. Le couplage optique a été effectué de façon similaire aux
détecteurs plastiques par un guide de lumière. Un schéma de ce type de détecteur utilisé
pour les anneaux 4 et 5 est présenté à la figure 1.3.
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 15
E: CsI(Tl), longueur de 3.18 cm B Photomultiplicateur " Hamamatsu 3178
Figure 1.3 Schéma d’un détecteur Csl(TI) utilisé dans les anneaux 4 et 5.
différents, nous avons utilisé la même méthode pour évaluer la contribution de chacune
au signal total que celle employée avec les détecteurs plastiques.
1.2.3 Détecteurs CsI(Tl) (anneaux 6 à 9)
Les 48 détecteurs des anneaux 6 à 9 constituent un ensemble appelé “mini-balle”, dû à la géométrie sphérique de ses 4 anneaux et à leur faible taille. C’est au centre de la
mini-balle qu’est placé le porte-cible, imposant une perte de couverture angulaire entre
87° et 93°. Les détecteurs de la mini-balle sont des cristaux de CsI(Tl) d’environ 3 cm de
longueur recouverts d’une mince couche de mylar aluminisé. A la surface postérieure du cristal est collée une photodiode permettant de convertir le signal lumineux du CsI(Tl) en impulsion électrique.
1.2.4 Télescopes Si-Si-CsI(Tl)
Trois modules de la matrice ont été remplacés par des détecteurs télescopes à trois étages de détection (dans les anneaux 2, 3 et 5). Ces détecteurs sont caractérisés par des
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 16
identification isotopique entre Z=1 et 4 (selon leur configuration actuelle) avec des seuils
relativement faibles (2.0 à 3.0 MeV/nucléon). Les détecteurs Si sont de forme circulaire avec un dia
mètre de 1.95 cm. Le premier a une épaisseur de 77.8, 48.4 et 50.3 /im (pour les anneaux
2, 3 et 5 respectivement), tandis que le second est un peu plus épais à 1014, 1021 et 1000 yum. Une particule qui s’arrête dans le deuxième silicium pourra être identifiée à l’aide des signaux provenant des deux premiers étages de détection. Dans le cas où la particule
pénètre dans le CsI(Tl), on pourra l’identifier avec les deux derniers étages traversés (et
déterminer son énergie avec les trois). Ces détecteurs ont été utilisés dans le but de déterminer la population relative d’isotopes légers en fonction de l’angle d’émission.
1.2.5 L’électronique
La figure 1.4 présente le schéma de l’électronique qui a été utilisé au cours de l’expérience. De façon générale, on remarque qu’il y a deux parties majeures associées au montage électronique: la partie analogique et logique propre à chaque groupe de détecteur ainsi que la partie logique de décision centrale (“déclencheur”). Mis à part
la mini-balle et les télescopes, le signal provenant des photomultiplicateurs est divisé en trois voies, dont une est acheminée à un discriminateur à fraction constante qui indique au déclencheur la présence d’un signal du détecteur. Les deux autres voies sont des voies analogiques, qui sont amplifiées au besoin et dirigées vers les codeurs de charge
(QDC). Des fenêtres logiques d’intégration sont fournies aux codeurs si le déclencheur
détermine que l’événement doit être accepté. Cette condition est remplie si la multiplicité
totale de modules ayant déclenché est supérieure à un certain seuil fixé à l’avance. Les
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 17
a
r
DAiflS
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 18
la condition en multiplicité est remplie et que le système d’acquisition est prêt à enreg istrer l’événement, alors les fenêtres d’intégration de charge sont envoyées aux codeurs. Le résultat de l’intégration est ensuite lu par le système d’acquisition, via le “Camac Booster” (CAB).
Pour les télescopes, le signal de chaque étage de détection étant indépendant, il fut suffisant de coder uniquement leur amplitude (et non leur intégrale). Dans le cas de la
mini-balle, nous avons profité du fait que la forme de l’impulsion lumineuse du cristal de CsI(Tl) soit dépendante du type d’ions pour enregistrer uniquement l’amplitude du signal total et le temps relatif de déclenchement du module. Ce temps a été obtenu par un TDC mesurant l’intervalle entre le signal d’un discriminateur, dont l’instant de déclenchement dépend de la forme de l’impulsion, et le signal du déclencheur (obtenu à l’aide des multiplicités dans les anneaux 0 à 5).
1.3
Identification des particules
chargées
L’identification des particules chargées détectées par la matrice 4tt CRL-Laval est effectuée à l’aide de spectres caractéristiques de chaque genre de détecteurs. Sur ces spectres, les particules de même type forment des bandes que l’on tentera d’isoler en
traçant des lignes qui les contournent. Ces spectres sont obtenus lors de la relecture des bandes où ont été enregistrées les données de l’expérience. Les quatre prochaines sous-sections présenteront les différents types de spectres obtenus etleurs caractéristiques. On présentera égalementpour chacun d’eux des exemples avec ou sans leurs lignesd’identifica tions associées.
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 19
1.3.1 Détecteurs plastiques (anneaux 0 à 3)
Le mode d’identification qui a été utilisé avec les détecteurs plastiques est le mode
“phoswich”. Les signaux qui ont été enregistrés pour chaque détecteur plastique sont les intégrales de la portion initiale du signal (porte courte) et de sa queue (porte longue).
La figure 1.5 montre un exemple de spectre porte courte vs porte longue d’un détecteur
plastique de l’anneau 1 (tous les spectres présentés dans ce chapitre sont tirés de la réaction 58 Ni +nat Ti à 34.5 MeV/nucléon où plus de particules de charges élevées sont produites). Afin de minimiser le nombre de lignes d’identification à tracer, nous avons
effectué une transformation conforme de ce type de spectre qui permet de ramener tous les spectres d’un même anneau à un spectre de référence. La procédure qui permet d’y
arriver est décrite dans les références [91, 95]. Elle consiste principalement à retirer la composante lente de la porte courte et la composante rapide de la porte longue (une fois le piédestal électronique soustrait), et à faire un ajustement quadratique des gains de façon à superposer les différents spectres sur celui de référence. Le spectre ainsi obtenu est la somme de tous les détecteurs d’un même anneau. Un exemple est donné à la
figure 1.6 où les lignes d’identification ont été tracées. L’information sur toutes les lignes d’identification est conservée sous forme d’un tableau qui est consulté au moment de la
relecture des bandes en vue d’une analyse physique.
Une identification en charge est donc effectuée pour les Z=4 à 28 dans l’anneau 0, les
Z=1 à 24 dans l’anneau 1, les Z=1 à 18 dans l’anneau 2 et les Z=1 à 15 dans l’anneau 3.
De plus, une bande de double-comptage de particules a a été tracée pour les anneaux 2
et 3. En supposant que ces particules proviennent de la décroissance d’un noyau de 8Be, ces particules ont été identifiées à des a et seront calibrées en conséquence en divisant le
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 20
100 200 300 400 500
Porte
Longue
(u.a.)
Figure 1.5 Exemple d’un spectre du signal intégré dans la porte courte en fonction de celui
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 21
0 100 200 300 400
Lent (u.a.)
Figure 1.6 Exemple d’un spectre redressé cumulatif utilisé pour l'identification des particules chargées détectées dans l'anneau 1. Les lignes d’identification 1 à 25 sont tracées au dessous des bandes de charge (Z) correspondante. La ligne n° 50 permet d’éliminer les particules
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 22
signal obtenu en deux.
1.3.2 Détecteurs CsI(Tl) (anneaux 4 et 5)
Pourles CsI(Tl) des anneaux 4et 5, nousavons utilisé lemoded’identification rapide-
lent. Les spectres d’identification sont donc du typeporte courte vs porte longue, dont un
exemple est présenté à la figure 1.7. Pour les spectres de ce type, aucune transformation
conforme ne peut être effectuée adéquatement étant donné que chaque spectre, selon la qualité du cristal, présente des caractéristiques propres. Les spectres de chaque détecteur ont donc été identifiés indépendamment. La figure 1.8 montre le même spectre qu’à la figure précédente, mais avec les lignes d’identification qui y ont été tracées. On remarque que l’on peut identifier les p, d, t, 3He, 4He, Li et Be (et une bande a + <a). Les particules
de charge plus élevée que 4 ont été identifiées à des Be étant donné que l’on ne peut pas
les en distinguer. L’erreur qui est effectuée à cette étape n’est pourtant pas très grande puisque pour un système en cinématique inverse comme ^Ni +12 C, les fragments de
charges élevées seront concentrés à des angles plus faibles que ceux où sont disposés les CsI(Tl). Tandis que pour le système 5SNi +197 Au, les fragments plus lourds issus de la cible qui parviennentjusqu’à ces détecteurs sont en grande partie arrêtés dans le plastique
mince en surface et ne polluent que très faiblement les spectres d’identifications.
1.3.3 Détecteurs CsI(Tl) (anneaux 6 à 9)
Comme nous l’avions mentionné à la section 1.2.5, le mode d’identification qui fut utilisé pour les CsI(Tl) de la mini-balle est le mode TDC vs ADCcsi- La figure 1.9
présente un tel spectre où le signal temps entre le discriminateur et le déclencheur est porté en fonction de l’amplitude du signal CsI(Tl). Pour les anneaux 6 et 7, on a pu
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 23
0 250 500 750 1000 1250 1500 1750 2000
Porte
Longue
(u.a.)
Figure 1.7 Exemple d'un spectre du signal intégré dans la porte courte en fonction de celui obtenu dans la porte longue pour un détecteur Csl(TI) de l'anneau 4.
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 24
Figure 1.8 Même spectre qu’à la figure précédente avec en plus, la superposition des lignes
d’identification. Les lignes 1 à 4 délimitent les p, d, t. Les lignes 5 à 7 partagent les 3He et
4He. Les particules de Z=3 se retrouvent entre les lignes 8 et 9, tandis que les particules de Z > 4 sont entourées des lignes 9 et 10. Une bande de double-comptage de particules a est
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 25
identifier les particules p, d, t, 3He, 4He, Li et Be, tandis que pour les anneaux 8 et 9
seulement les particules p, d, t, 3He et 4He ont pu être identifiées (ceci étant dû à la trop faible statistique pour les autres particules). Il est à noter qu’à faible amplitude
toutes les bandes se confondent rendant impossible l’identification des différents ions.
Ces seuils effectifs correspondent environ à des énergies entre 2 MeV/nucléon (Z=l) et 5
MeV/nucléon (Z=4).
1.3.4 Télescopes Si-Si-CsI(Tl)
Pour les télescopestriples Si-Si-CsI(Tl), deuxspectres d’identification ont étéutilisés:
Sii vs Si2 et Si2 vs CsI(Tl). Lorsque le signal dans le CsI(Tl) correspond à la valeur du piédestalélectronique, lepremier spectre d’identification sera utilisé. Dans le cas contraire,
on utilisera le second. La figure 1.10 montre un spectre Sii vs Si2- On peut noter à la
droite le rebroussement des bandes qui est causé par le fait que la particule soit assez énergétique pour traverser les deux siliciums et pénétrer dans le CsI(Tl). C’est dans ces conditions que le spectre SÎ2 vs CsI(Tl) sera utilisé (voir fig. 1.11). Les télescopes des anneaux 2, 3 et 5 ont permis une identification des particules p, d, t, 3He, 4He, 6He, 6Li,
'Li, 8Li, 9Li, 7Be, 9Be et 10Be.
1.4
Calibration
en
énergie
des particules
chargées
Nous venons de voir à la sectionprécédente qu’il est possible d’identifierune panoplie
de particules chargées sur une grande gamme en énergie et selon différents types de spec tres. L’étape suivante consiste à calibrer en énergie ces particules dont on connaît le Z
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 26 500 400
Tem
ps
(u
.a
.)
300 200 58Ni + natTi à 34.5 MeV/nucl. 10 2 100 1 100 200 300 400 500Signal Csl (u.a.)
Figure 1.9 Exemple d'un spectre temps vs amplitude du signal Csl obtenu à l’aide d'un
détecteur Csl(TI) de l’anneau 6. On observe de haut en bas les bandes p, d, t, 3He, 4He, (q + a), Li, Be.
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 27
Si
gn
al
S
i
x(u
.a
.)
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 28
Si
gn
al
Si
2(u
.a
.)
Figure 1.11 Exemple d’un spectre Si^ vs Csl du télescope placé dans l’anneau 2. De bas en haut, on observe les regroupements de bandes correspondant aux différents isotopes de Z=l,
Chapitre 1: Dispositif expérimental pour l’expérience de “Juillet 1996” 29
points d’énergies connues à plusieurs endroits dans les spectres d’identification. Puis en
utilisant des formulesde conversion énergie-lumière, ontente d’en fixer tous lesparamètres à l’aide des différents points de calibration recueillis. La méthode expérimentale qui fut
utilisée pour obtenir des points de calibration au cours de cette expérience est laméthode
des faisceaux secondaires. Deux cibles de production amovibles en carbone (80 mg/cm2 et 270 mg/cm2) ont été placées à la sortie du cyclotron supraconducteur. Un faisceau de 18O accéléré par le tandem et le cyclotron à 36.5 MeV/nucléon frappait ces cibles de
façon à produire par fragmentation du projectile ou par transfert de nucléons, une quan
tité importante d’isotopes de tous genres et toutes énergies. La rigidité magnétique (Bp)
de la ligne de transport du faisceau, à partir de ce pointjusqu’à la chambre de réaction,
fut ajustée successivement à plusieurs valeurs afin de choisir des énergies précises pour différents rapports charge sur masse (q/m) des particules produites:
= (1.1)
Les rigidités magnétiques qui ont été utilisées pour la calibration sont les suivantes: 1.25 Tm, 1.5 Tm, 1.856 Tm et 1.975 Tm. Les deux dernières valeurs correspondent au Bp
permettant le transport de l’18O après dégradation avec la cible mince de production et
sans cible de production.
Afin de diffuser suffisamment de particules sur les détecteurs des anneaux 0 à 5 (la mini-balle étant retirée pour l’opération), trois cibles de diffusion de 197Au placées en
des endroits différents ont été utilisées. Une cible centrale de 2.7 mg/cm2, une cible
intermédiaire de 9.5 mg/cm2 disposée à 19 cm par rapport au centre de la matrice en amont de la ligne de faisceau, et une cible avancée de 10.3 mg/cm2 placée à l’entrée de la
chambre à réaction à 86 cm de la cible centrale. De cette façon, avec un choix approprié de Bp, de cible de production et de cible de diffusion, il fut possible de recueillir assez de
