Réjection des interactions multiples ou hors cible

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Les pions dans les collisions d’ions lourds ultra-relativistes

Dans notre étude des données de l’expérience WA98, nous nous sommes principalement intéressés aux pions. Parmi les hadrons, ce sont les particules les plus légères. Elles sont produites en très grand nombre dans les collisions d’ions lourds ultra-relativistes. Dans le chapitre 5, nous allons étudier les processus qui conduisent à leur émission en nous basant sur des mesures sensibles à la distribution en position des pions au moment de leur émission. Cette étude sera basée sur la comparaison des données avec les prédictions de deux modèles NEXUS [17] et RQMD [18]. Dans la première partie de ce chapitre, nous allons rappeler quelques généralités concernant les pions. Puis nous montrerons les différentes sources de pions en nous basant sur les caractéristiques des modèles que nous aurons préalablement présentés. Enfin, nous détaillerons le principe des mesures que nous avons effectuées.

Gé né ralité s

Contrairement aux photons qui se découplent du milieu dès qu’ils sont produits, les pions peuvent ré-interagir avec d’autres particules du système. En effet, leur section efficace d’interaction avec d’autres hadrons est importante. Seule une petite fraction d’entre eux est émise lorsque la densité de particules est importante. Il est ainsi probable que la majorité des pions émerge d’un gaz hadronique.
En effet, même si un PQG est formé, son hadronisation devrait créer un nombre important de hadrons dans un volume réduit. La densité de particules devrait être encore suffisamment importante pour que la plupart des pions produits ré-interagissent. Cependant, il est concevable que le PQG ne s’hadronise pas brutalement mais émette continuellement des particules à sa surface. Les pions formés dans ces conditions devraient être peu sujets à d’éventuelles ré-interactions. Nous n’étudierons pas ce cas de figure car nous ne disposons pas d’une modélisation adéquate de ce phénomène.
Dans notre étude des processus d’émission des pions, nous allons comparer deux modèles. Ils se différencient par le fait que l’un traite toute l’évolution du système à l’aide de réactions hadroniques alors que l’autre traite en plus la formation de gouttelettes de quarks lorsque la densité de particules est élevée. Dans les deux cas, ils traitent les interactions entre hadrons comme des collisions binaires. Il est toutefois important de remarquer que des résonances dont les durées de vie sont de l’ordre du fm/c, sont très fréquemment formées dans ces collisions. Leur désintégration conduit souvent à l’émission de pions. Nous séparerons les sources de pions dans un gaz hadronique en deux contributions, les collisions entre hadrons, et les désintégrations de résonances car elles ont des caractéristiques différentes.
Les pions produits dans les collisions plomb sur plomb à 17.3 AGeV sont étudiés par les expériences NA49[19], NA44 [20] et WA98 [21]. Leurs spectres en impulsion transverse et en rapidité ainsi que leur fonction de corrélation sont précisément mesurés. Il est possible d’interpréter complètement ces résultats à l’aide de modèles hydrodynamiques ou thermiques. Dans le cas le plus simple les pions sont considérés comme étant émis à partir d’un gaz à l’équilibre thermique. Il est décrit par une température mais aussi par une vitesse
de flot transverse. Celle ci rend compte du mouvement collectif des particules causé par l’expansion du système. La température des pions et leur vitesse de flot transverse peuvent être extraites des spectres en masse transverse et des fonctions de corrélation. Les résultats obtenus par l’expérience WA98 sont représentés sur la figure 2.1 [22]. Les température et vitesse extraites diffèrent de manière significative selon les techniques utilisées. Ces modélisations du système présentent des problèmes de cohérence. De plus, elles ne sont pas complètement satisfaisantes car elles se contentent de proposer une représentation moyenne du système au moment de l’émission des particules. Elles permettent de définir des paramètres mais n’expliquent pas comment le système a atteint cet état.
Plutôt que de chercher à extraire des paramètres décrivant l’état du système au moment de l’émission des pions, nous avons choisi d’étudier son évolution en utilisant des modèles qui simulent l’ensemble de la collision. Nous allons les présenter dans le paragraphe suivant. Nous nous intéresserons en particulier aux processus qui conduisent à l’émission de pions dans ces modèles.

Les processus d’é mission des pions dans les modè les NEXUS et RQMD

Les modè les

Dans le chapitre 1, nous avons séparé la description de la collision en trois phases. Cette approche a été retenue par le modèle NEXUS alors que le modèle RQMD n’est basé que sur des interactions entre hadrons.

NEXUS

Le modèle NEXUS s’attache avant toute chose, à décrire précisément la première phase de la collision. Les nucléons interagissent à travers l’échange de pomerons. Cet objet permet de prendre en compte à la fois les processus d’interaction dure et molle. Les processus durs sont calculables dans le cadre de la chromodynamique quantique perturbative alors que les interactions molles nécessitent une approche phénoménologique car l’impulsion transférée est trop faible pour autoriser un calcul perturbatif. Les paramètres liés à l’échange de pomerons sont déterminés à partir de l’étude des collisions proton-proton, proton-antiproton et électron-proton. Une fois les pomerons créés, ils produisent des hadrons par fragmentation d’une ou deux cordes. Les cordes sont utilisées de manière satisfaisante pour décrire la production de hadrons dans les collisions e+-e- ce qui permet de contraindre les paramètres de cette modélisation.
Dans le modèle NEXUS, la première phase de la collision est précisément modélisée et contrôl ée grâce à l’étude de collisions plus élémentaires que les collisions d’ions lourds. Toutefois, une fois les hadrons issus des cordes créées, il est nécessaire de considérer leur possible ré-interaction. Les interactions entre hadrons peuvent être traitées comme une succession de collisions binaires. Cependant la densité d’énergie atteinte devrait modifier le comportement des hadrons (leurs sections efficaces d’interaction, leurs masses, …). La prise en compte de ces phénomènes nécessite l’utilisation de nombreux paramètres qu’il est difficile de contraindre et qui n’ont pas nécessairement de fondement physique. L’approche du modèle NEXUS est alors de traiter les régions où la densité d’énergie est élevée, de manière macroscopique en introduisant des « gouttelettes de quarks » qui ont les caractéristiques suivantes :
● Elles sont créées lorsque la densité d’énergie locale est supérieure à 0.8 GeV/fm3. En pratique, les hadrons fusionnent pour former une gouttelette lorsqu’au moins trois d’entre eux se trouvent à faible distance les uns des autres. Dans les collisions Pb+Pb à 17.3 AGeV, la densité de particules atteinte après la première phase de la réaction conduit dans la grande majorité des cas à la formation d’une unique gouttelette de grande taille.
● Elles se développent longitudinalement, c’est-à-dire parallèlement à l’axe du faisceau, à la vitesse de la lumière et transversalement, à la vitesse 0.3 c.
● Elles se brisent lorsque leur densité d’énergie devient inférieure à une densité critique c. La production de hadrons est réalisée en peuplant l’espace de phase de manière statistique. L’utilisation des gouttelettes permet de traiter les zones de grande densité d’énergie sans nécessiter l’utilisation d’un grand nombre de paramètres. La signification physique de cette modélisation est cependant ambiguë : s’agit-il d’un plasma de quarks et de gluons? Les gouttelettes s’y apparentent fortement : elles sont formées afin de modéliser les interactions entre particules lorsque la densité d’énergie élevée entraîne des modifications significatives du comportement des hadrons. Cependant, le plasma n’est pas explicitement modélisé. Les gouttelettes ne sont que des objets de taille macroscopique qui permettent de traiter les zones de hautes densités. Cette modélisation simpliste peut malgré tout avoir des conséquences importantes sur certaines observables. Par exemple, l’évolution du système à travers les gouttelettes pourrait retarder de manière significative l’émission des hadrons.
Cependant, l’hadronisation des gouttelettes ne coïncide pas avec le découplage des particules du système. En effet, des réactions entre hadrons peuvent encore se produire. Elles sont de deux types : désintégration de résonances et collisions entre hadrons. Ces réactions sont prises en compte par le modèle NEXUS. Les ré-interactions entre hadrons qui suivent l’hadronisation des gouttelettes pourraient alors masquer leur existence. Afin de mettre en évidence la sensibilité des mesures que nous avons effectuées à la présence des gouttelettes, nous avons utilisé comme base de comparaison le modèle RQMD qui consiste essentiellement en réaction entre hadrons.

RQMD

Le modèle RQMD (Relativistic Quantum Molecular Dynamics) décrit les collisions entre hadrons. Par rapport au modèle NEXUS, RQMD traite l’ensemble de la collision à l’aide des seules interactions hadroniques. La phase initiale est décrite par une succession de collisions entre nucléons.
Il n’existe pas de traitement explicite de la phase partonique. RQMD ne modélise a priori que le gaz hadronique. Cependant il inclut une paramétrisation du comportement des hadrons lorsque la densité d’énergie est élevée. Les collisions dures entre hadrons conduisent à la formation de cordes qui fragmentent selon la même méthode que celle utilisée dans le modèle NEXUS. Lorsque plusieurs cordes sont formées dans un volume réduit elles peuvent entraîner la formation d’objets appelés « rope ». Ils contiennent une énergie importante ce qui permet de produire facilement des particules lourdes. Cette modélisation a été introduite pour reproduire en particulier les taux de production de baryons étranges mesurés dans les collisions Pb+Pb à 17.3 AGeV dans le centre de masse. Un effet de densité d’énergie est ainsi inclut dans le modèle RQMD. Cependant, il n’a aucune influence sur l’évolution spatio-temporelle du système car les cordes et de la même manière les « rope » sont des objets ponctuels.
En plus de la formation des « rope », le modèle RQMD introduit des modifications du comportement des hadrons liées au milieu ce qui nécessite ainsi un nombre très important de paramètres pour décrire l’ensemble des interactions entre hadrons dans différentes conditions. Tous ces paramètres ne peuvent pas être contraints par des résultats expérimentaux spécifiques. Ils sont ajustés de manière globale pour reproduire les taux de production des particules mesurés dans les collisions d’ions lourds ultra-relativistes.
Le modèle RQMD décrit ainsi les spectres en impulsion des particules mesurées au SPS. Ses prédictions concernant les observables sensibles à la dynamique de l’évolution du système ont été en revanche peu étudiées. Dans le chapitre 4, nous allons présenter des mesures qui y sont sensibles. Afin de comprendre comment les modèles parviennent ou non à reproduire les données, nous avons étudié les processus qui génèrent des pions dans ces modèles.

Les sources de pions

Les deux modèles que nous avons présentés proposent des scénarios d’évolution des collisions d’ions lourds différents. NEXUS construit des gouttelettes de quarks lorsque la densité d’énergie est importante alors que RQMD n’est basé que sur des interactions entre
hadrons. Nous avons classé les différents processus qui conduisent à l’émission de pions en quatre catégories :
● Les collisions entre hadrons.
● Les désintégrations de résonances baryoniques : nucléons excités, , baryons étranges.
● Les désintégrations de résonances mésoniques : principalement , , et .
● Dans le cas de NEXUS, hadronisation des gouttelettes de quarks
La grande majorité des pions créés pendant l’évolution de la collision sont réabsorbés et ne sont jamais détectés. Les pions se découplent du système lorsque la densité de celui ci est suffisamment faible.
Les résonances sont produites en grand nombre dans les collisions Pb+Pb à 17.3 AGeV dans le centre de masse car l’énergie disponible par collision est importante. Elles ont en général des durées de vie de l’ordre de quelques fm/c. Elles ont alors tendance à retarder l’émission des particules qu’elles émettent.
Dans le chapitre 5, nous étudierons les contributions de ces différentes sources de pions afin de comprendre les prédictions des modèles. Nous tenterons de vérifier si ces prédictions sont en accord avec les mesures que nous avons effectuées. Ces mesures reposent sur deux techniques d’analyse que nous allons décrire dans le paragraphe suivant.

Outils d’analyse

Les spectres en impulsions des pions mesurés dans les collisions Pb+Pb à 17.3 AGeV par nucléon se révèlent être en bon accord avec les modèles thermiques et dynamiques comme ceux que nous allons utiliser. Nous allons alors axer notre analyse sur l’étude des variables qui sont sensibles à la distribution des points d’émission des pions. Nous avons considéré deux types de mesures : les fonctions de corrélation et le rapport -/ + en fonction de la masse transverse.
Le principe de ces deux mesures est schématiquement présenté sur la figure 2.2. Nous avons par simplicité utilisé une représentation circulaire de la surface de « freeze-out » qui représente la région où les particules sont émises. La fonction de corrélation — + et le rapport -/ + en fonction de la masse transverse sont affectés par l’interaction coulombienne:
● La corrélation entre les – et les + est principalement due à leur attraction mutuelle par interaction coulombienne. La fonction de corrélation — + permet de quantifier cette interaction. Elle est d’autant plus importante que les pions sont proches l’un de l’autre.
● La présence d’une charge centrale positive entraîne une attraction des – et une répulsion des + ce qui modifie le spectre en impulsion des pions chargés. Ce phénomène peut être étudié en construisant le rapport des spectres en impulsion transverse des pions négatifs et positifs. La notion de charge centrale n’est pas forcement justifiée. Il est possible qu’elle ne soit pas concentrée dans une zone centrale mais qu’elle soit répartie sur un volume important.

Effets de l’interaction coulombienne sur les rapports des distributions en impulsion- sur+

Principe

Au paragraphe 1.2.1, nous avons indiqué que les nucléons des noyaux qui entrent en collisions perdent une partie de leur impulsion longitudinale. La figure 2.5, représente le pouvoir d’arrêt des protons mesurés dans les collisions plomb sur plomb à 17.3 AGeV [25]. La distribution représentée est normalisée par le nombre de participants qui représente le nombre de nucléons incidents impliqués dans une collision. Cette normalisation permet une comparaison directe des collisions centrales et périphériques. Pour notre étude nous ne considérons que les événements centraux. Dans ces conditions, le nombre de protons issus des noyaux initiaux présents au niveau de la rapidité du centre de masse est de l’ordre de 30. Une « charge centrale », c’est-à-dire un excès de charge positive, y est alors présente.

Calcul classique

L’utilisation d’une technique de calcul classique de l’interaction permet d’éviter d’introduire la notion de charge effective. En effet cette méthode permet un calcul à N corps de l’interaction colombienne [28]. Cependant il est clair que l’interaction coulombienne ne peut être traitée de manière classique lorsque les particules sont trop proches. Dans le cadre du modèle classique l’interaction colombienne entre deux particules n’est alors pas calculée si la distance qui les séparent est inférieure à 0.8 fermi. Cette distance correspond à la taille des hadrons. Cette coupure a heureusement peu d’impact car dans les générateurs d’événements que nous avons utilisés, très peu de particules se croisent à moins de un fermi l’une de l’autre. En effet cette limite est proche de celle qui détermine dans les générateurs d’événements si une collision a lieu ou non.

La force électromagnétique exercée sur une particule i par l’ensemble des autres particules chargées s’écrit : mi dui =∑ ei F ui d j ≠ic est la masse de la particule i, ui={1, v}/est son vecteur vitesse de lorentz où mi1−v2 et F est le tenseur défini comme : F = e j X u j −X u j c 12 u j X 2−X X c avec particule j.

A chaque d il est ainsi possible de calculer l’interaction entre une particule et toutes les autres. Cette méthode présente ainsi l’avantage de ne pas traiter l’interaction entre les protons en excès et les pions en supposant la présence d’une charge centrale.

Comparaison entre méthodes

La méthode classique du calcul de l’interaction n’est applicable que si la distance entre les particules est suffisamment grande pour ne pas introduire d’effet quantique important. Afin de vérifier l’applicabilité du calcul classique, nous avons comparé les fonctions de corrélation +- – calculées avec les deux méthodes. La corrélation entre ces deux types de particules est uniquement due à l’interaction coulombienne. Sur la figure 2.7, nous avons utilisé des événements du modèle RQMD comme base de comparaison. Ces deux calculs sont qualitativement en bon accord. Le calcul quantique prédit cependant une fonction corrélation qui croit plus rapidement mais atteint une valeur maximale plus faible que le calcul classique.

Sur la figure 2.8, nous avons comparé les rapports+ sur- en fonction de la masse transverse prédit par les deux méthodes toujours à partir du générateur d’événements RQMD. La méthode quantique nécessite un ajustement des valeurs de charge centrale. Pour qu’elle soit en accord avec la méthode classique pour des masses transverses inférieures 50 MeV, il faut choisir une charge centrale comprise entre 50 et 60. Nous n’avons pas cherché à ajuster les deux prédictions. Il existe une différence plus fondamentale entre ces deux calculs : l’augmentation du nombre de- par rapport au+ s’effectue de façon progressive à partir de 300 MeV dans le cadre du calcul classique alors qu’il n’apparaît que brutalement pour des masses transverses inférieures à 50 MeV lorsque le calcul quantique est utilisé. Cette différence est due au fait que la charge est statique dans le calcul quantique. La charge centrale affecte alors très fortement les particules de faible impulsion qui restent longtemps à son voisinage mais elle a très peu d’effet sur les autres. à Figure 2.8 Rapport des distributions + sur – en fonction de la masse transverse extrait du modèle RQMD à l’aide des méthodes classiques et quantiques.

Nous disposons donc de deux méthodes de calculs de l’interaction coulombienne que nous pouvons appliquer aux événements générés par les modèles. Elles nous permettront de construire la fonction de corrélation+-- et le rapport+ sur- prédits par les modèles afin de les comparer avec nos mesures.

L’expé rience WA98 au SPS

Introduction

Le Super Proton Synchrotron (SPS) est un anneau de 6 km de circonférence, construit en 1976 afin d’accélérer des protons jusqu’à 400 GeV. En 1981, il a été converti en collisionneur proton-antiproton et a permis, en 1983, la découverte des bosons W et Z. Débutée en 1986, l’accélération de noyaux a conduit en 1994 aux premières collisions plomb sur plomb à 17.3 AGeV par nucléon. Ces collisions pourraient permettre la formation d’un plasma de quarks et de gluons. En effet, la densité d’énergie atteinte après les premières interactions entre nucléons est estimée à 3 GeV/fm3. Cette valeur est supérieure à la limite de déconfinement prédite par les calculs théoriques. Pour mettre en évidence la phase partonique, plusieurs expériences ont été conçues, chacune avec un programme de physique specifique

• NA44 est un spectromètre de particules chargées qui a mesuré avec précision les spectres des pions, kaons, protons, et deuterons. Il couvre une petite acceptance mais présente de très bonnes qualité d’identification des particules et de reconstruction de l’impulsion. Des événements contenant entre une et trois particules d’un type donné (pion, kaon ou proton) peuvent être spécifiquement sélectionnés ce qui permet de disposer d’une statistique importante pour différentes études. Les fonctions de corrélation des pions, kaons et protons ont pu ainsi être étudiées avec précision par cette collaboration.

• NA45/CERES : l’objectif de cette expérience est l’étude des paires d’électrons-positrons. Le spectre en masse invariante de ces paires a été construit. Il semble indiquer une modification de la masse de la résonance Ce changement pourrait être la conséquence de la présence du PQG lors de la désintégration de ce méson.

• NA49 est constituée de plusieurs grandes chambres à projection temporelle. Cette expérience permet l’étude des particules chargées sur un grand domaine en acceptance. Les spectres en masse transverse et en rapidité des pions, kaons et protons ont été construits par cette collaboration. Les fonctions de corrélation pion-pion, proton-proton et pion-proton ont été étudiées ainsi que les spectres en rapidité des particules étranges et K0s. Nous avons utilisé ces mesures dans le chapitre 4.

• NA50 a reconstruit le spectre en masse invariante des paires de muons positifs et négatifs. Cette expérience s’est surtout focalisée sur l’étude du J/ présentée en 1.3.1.

• NA52 était dédiée à l’étude des fragments lourds et en particulier à la recherche de strangelets qui sont des conglomérats de quarks dont la stabilité serait assurée par la présence de quarks étranges. Aucun strangelet n’a été identifié à ce jour.

• WA97 a permis l’étude de la majorité des baryons étranges. Les résultats obtenus par cette expérience ont été présentés au paragraphe 1.3.3. Nous avons utilisé la mesure du taux de production des dans le chapitre 4 pour évaluer la fraction de pions qui en sont issus.

• WA98 était l’expérience la plus généraliste. Elle a permis d’étudier de nombreuses observables. Dans la suite de ce chapitre, nous allons décrire en détails cette expérience en insistant particulièrement sur les spectromètres de particules chargées dont les données ont été utilisées dans notre analyse.

L’expé rience WA98

L’expérience WA98 a été conçue pour étudier les collisions plomb sur plomb à 17.3 GeV par paire de nucléons produites au CERN SPS. L’objectif de la collaboration était d’étudier ces réactions à travers un grand nombre d’observables. L’expérience WA98 est représentée sur la figure 3.1. On peut classer les différents détecteurs en fonction des types de mesures qu’ils effectuent :

• Les détecteurs destinés à caractériser les événements de manière globale

• Le spectromètre de photons

• Les spectromètres de particules chargées.

Nous détaillerons au paragraphe 3.3 les différents sous détecteurs des spectromètres de particules chargées. Nous allons maintenant présenter les autres composants de l’expérience WA98 en insistant sur les résultats qui en ont été extraits.

Caracté risation des é vé nements

Calorimétrie globale

Le Zero Degree Calorimeter (ZDC), mesure l’énergie des fragments du noyau projectile qui n’ont pas interagi. Il couvre une région de pseudo-rapidité, ≥ 5.9. Le Mid Rapidity Calorimeter (MIRAC), mesure l’énergie des particules émises pour 3.5 < < 5.5. Il permet de détecter à la fois les gerbes électromagnétiques et hadroniques. Ces détecteurs sont essentiels pour déterminer la centralité des collisions. Nous développerons ce point au paragraphe 2.4.2. La variation de l’énergie transverse en fonction de la centralité a été étudiée à partir des mesures du MIRAC [29]. Elle ne varie pas linérairement avec le nombre de participants qui représente le nombre de nucléons impliqués dans une collision noyau-noyau. Son évolution se traduit plutôt par la relation : dE T /d max ∝ Nparticipant avec ≃1.08

Le paramètre serait égal à un si la linéarité était respectée, c’est-à-dire si toutes l’énergie était libérée dans une unique collision. Par ailleurs, si l’énergie était équitablement partagée entre toutes les collisions que subissent les nucléons participants, le coefficient serait égal à 4/3. Le résultat de l’expérience WA98 montre que la réalité se situe dans un état intermédiaire entre ces deux cas extrêmes.

Multiplicité et DCC

Pour déterminer la centralité des collisions, on peut aussi étudier la multiplicité des particules chargées. Cette mesure est moins précise que celle réalisée en utilisant les calorimètres car elle est plus sujette aux fluctuations. Dans l’expérience WA98, la multiplicité des particules chargées est mesurée par des détecteurs au silicium à pads et à dérive. Ces deux détecteurs couvrent une région de pseudo-rapidité comprise entre 2 et 3.75. L’énergie transverse par particule a été évaluée à partir des mesures réalisées à l’aide du MIRAC (figure 3.2). On constate qu’elle atteint une valeur de saturation de 800 MeV autour de 100 participants [29]. Comme pour l’énergie transverse, l’évolution de la multiplicité des particules chargées en fonction du nombre de participants n’est pas linéaire. On a aussi = 1.08. Ce résultat pourrait remettre en cause les estimations d’absorption du J/ par les hadrons qui sont basées sur une évolution linéaire de la densité de particules en fonction du nombre de participants.

La multiplicité des photons est mesurée à l’aide d’un calorimètre (Photon Multiplicity Detector, PMD) conçu pour sélectionner les gerbes électromagnétiques. Il ne permet que de compter les photons car il ne mesure pas toute l’énergie des gerbes. Les hadrons laissent en général une énergie insuffisante pour être détectés car ils n’entraînent pas la formation d’une gerbe électromagnétique. L’acceptance du PMD est 2.4 < < 4.4. En combinant les mesures de multiplicité des particules chargées et des photons dans les mêmes domaines d’acceptance, la collaboration WA98 a cherché à mettre en évidence la formation de condensât chiraux désorientés (DCC) [30]. Ce phénomène est lié à une restauration partielle de la symétrie chirale qui entraîne une variation du nombre de 0 produits par rapport au nombre de pions chargés, localisée sur une petite région de l’espace de phase. Les 0 sont la source dominante de photons alors que les particules chargées sont majoritairement des pions ce qui permet d’étudier les DCC à travers les mesures de multiplicité de photons et de particules chargées. Aucun événement n’ayant été identifié, une limite supérieure de la probabilité de produire des DCC a été estimée.

Mesure du flot anisotrope

La boule de plastique est un détecteur hérité des expériences au Bevalac. Elle mesure les impulsions des particules chargées. Les pions, protons, deuterons et tritons sont identifiés grâce à une combinaison de deux types de scintillateurs. La charge des particules n’est pas mesurée. L’acceptance de la boule de plastique couvre la région de la cible. L’isotropie de l’émission des pions et des protons a été étudiée à l’aide de ce détecteur. Dans les réactions périphériques, une anisotropie importante a été mesurée par la collaboration WA98 [31]. Le résultat principal obtenu est que les pions et les protons sont émis préférentiellement dans le plan de réactions qui est définit sur la figure 3.3.

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Table des matières

1.Les collisions d’ions lourds ultra-relativistes 1
1.1 Introduction
1.2 Une collision d’ions lourds ultra-relativistes
1.2.1 Phase initiale
1.2.2 Système de partons
1.2.3 Système de hadrons
1.3 Signatures d’une éventuelle phase partonique
1.3.1 Interaction de particules avec le plasma
1.3.2 Radiation du plasma
1.3.3 Chimie partonique ou chimie hadronique?
1.4 Conclusions
2 Les pions dans les collisions d’ions lourds ultra-relativistes
2.1 Généralités
2.2 Les processus d’émission des pions dans les modèles NEXUS et RQMD
2.2.1 Les modèles
2.2.1.1 NEXUS
2.2.1.2 RQMD
2.2.2 Les sources de pions
2.3 Outils d’analyse
2.3.1 Les fonctions de corrélation
2.3.1.1 Principe
2.3.1.2 Calculs des fonctions de corrélation
2.3.2 Effets de l’interaction coulombienne sur les rapports des distributions en impulsion - sur +
2.3.2.1 Principe
2.3.2.2 Calcul quantique
2.3.2.3 Calcul classique
2.3.2.4 Comparaison entre méthodes
3 L’expérience WA98 au SPS
3.1 Introduction
3.2 L’expérience WA98
3.2.1 Caractérisation des événements
3.2.1.1 Calorimétrie globale
3.2.1.2 Multiplicité et DCC
3.2.1.3 Mesure du flot anisotrope
3.2.2 Spectrométrie des photons
3.3 Spectromètre de particules chargées : les bras de trajectographie
3.3.1 Bras 1
3.3.1.1 MSAC, Chambres à avalanche multi-étage
3.3.1.2 Détecteur de temps de vol
3.3.2 Bras 2
3.3.2.1 Chambre à avalanche à pads
3.3.2.2 Tube à décharge
3.3.2.3 Détecteur de temps de vol
4 Analyse des données
4.1 Sélection des données
4.1.1 Sélection des événements
4.1.1.1 Réjection des interactions multiples ou hors cible
4.1.1.2 Étincelles dans le second bras
4.1.1.3 Centralité
4.1.1.4 Bilan de la sélection des événements
4.1.2 Reconstruction et identification des traces
4.1.2.1 Identification
4.1.2.2 Reconstruction des trajectoires
4.2 Évaluation de la qualité des mesures
4.2.1 Simulation de la réponse des détecteurs
4.2.2 Résolution en impulsion
4.2.3 Pureté des pions
4.3 Fonctions de corrélation
4.3.1 Les fonctions de corrélation dans WA98
4.3.2 La fonction de corrélation +--
4.3.3 Influence du système de détection sur les fonctions de corrélation
4.4 Rapport des distributions en masse transverse - sur +
4.4.1 Mesures
4.4.2 Effet de la méthode de détection
4.5 Conclusions
5 Étude des processus d’émission des pions
5.1 Pions et interaction coulombienne dans les modèles NEXUS et RQMD
5.1.1 Les sources de pions
5.1.2 L’interaction coulombienne dans les modèles
5.2 Comparaisons entre prédictions des modèles et résultats expérimentaux
5.2.1 Principe de l’étude
5.2.2 La fonction de corrélation –+
5.2.3 Rapport des distributions en masse transverse - sur +
5.3 Conclusions
6 Du SPS au RHIC, de WA98 à STAR
6.1 Du SPS au RHIC, un saut en énergie
6.2 De WA98 à STAR, un changement de philosophie
6.2.1 L’expérience STAR
6.2.2 De WA98 à STAR
6.3 Continuité de la physique étudiée
7 Le détecteur au silicium à micropistes de STAR
7.1 Une quatrième couche pour le détecteur de vertex
7.2 Design du SSD
7.3 Le module de détection
7.3.1 Détecteur au silicium à micropistes double face
7.3.2 L’électronique de lecture
7.4 Système de lecture
8 Les détecteurs au silicium à micropistes
8.1 Principe
8.1.1 Notions de base sur les semi-conducteurs
8.1.1.1 Les semi-conducteurs
8.1.1.2 Le dopage
8.1.1.3 La jonction pn
8.1.2 Principe de fonctionnement des détecteurs semi-conducteurs
8.1.3 Les détecteurs au silicium à micropistes
8.2 L’ionisation
8.2.1 Distribution du dépôt d’énergie
8.2.2 Distribution spatiale de l’ionisation
8.3 Collection des charges sur les pistes
8.3.1 Champ de dérive
8.3.2 Mobilité et temps de collection
8.3.3 Diffusion des porteurs
8.4 Couplage capacitif
8.4.1 Induction de courant pendant la dérive
8.4.1.1 Théorème de Ramo
8.4.1.2 Application aux détecteurs au silicium à micropistes
8.4.2 Couplage capacitif entre pistes
8.5 Lecture du signal
9 Caractérisation des modules de détection du SSD
9.1 Dispositif expérimental
9.1.1 Faisceau
9.1.2 Banc de test
9.1.3 Détecteurs testés
9.1.4 Acquisition des données
9.1.5 Principe de l’analyse hors ligne
9.2 Amplitude du signal
9.2.1 Calcul des piédestaux et du bruit
9.2.2 Extraction du signal
9.2.3 Distribution de la perte d’énergie
9.2.4 Corrélation du signal mesuré sur les côtés n et p
9.3 Partage du signal entre les pistes
9.3.1 Objectifs
9.3.2 Modélisation du partage de charge
9.3.2.1 Outils d’étude du partage de charge
9.3.2.2 Modélisation des détecteurs au silicium à micropistes du SSD
9.3.3 Étude en incidence normale
9.3.3.1 Extraction des paramètres du modèle
9.3.3.2 Influence de la tension de polarisation
9.4 Résolution en position
9.4.1 Méthode du barycentre
9.4.2 Algorithme 
9.4.3 Résolution en fonction de l’angle d’incidence
9.5 Simulation des détecteurs du SSD
9.5.1 Principales techniques de simulation
9.5.1.1 Modélisation de l’ionisation
9.5.1.2 Modélisation du partage de charge
9.5.2 Résultats
10 Conclusions