4.4 Paramétrisation du bruit de fond et des données simulées
4.4.2 Comparaison des spectres de masse obtenus pour diverses procé-
:
est une constante déterminée à partir des données. Le spectre de masse obtenu est ajusté avec la fonction :
* Bdf ' QP R et ] " (4.48) Dans l’ajustement final, seule son amplitude peut être modifiée pour prendre en compte le facteur Bdf correspondant à des collisions périphériques (voir §4.2.1) .
La méthode de calcul proposée (relation 4.32) suppose que est indépendant des variables cinématiques en particulier de la masse
du dimuon reconstruit. Pour vérifier ce point, les spectres de masse ?
* : : ] * : : et * ] * ont été ajustés en utilisant la fonction 4.48. Les résultats sont présentés à la figure 4.8. L’ensemble des
860.4 0.7628E−02 0.2893E−02 0.6101E−02 63.20 / 54 0.6068E+05 1.428 0.3531 0.2961 P1 P2 P3 P4 10 2 10 4 2 3 4 5 1
(a) Spectre des muons
726.0 0.1278E−01 0.3970E−02 0.9038E−02 64.52 / 52 0.2836E+05 1.470 0.3365 0.3247 P1 P2 P3 P4 1 10 2 10 4 2 3 4 5
(b) Spectre des muons
Figure 4.8 - Spectres de masse des dimuons de même signe reconstruits dans les coupures « standard ». Après sommation sur les événements obtenus pour les deux polarités de l’aimant.
paramètres est laissé libre pour l’ajustement. Les valeurs obtenues pour ,
et sont très voisines pour les spectres de masse des dimuons : :
et
. Ceci montre que
est une constante indépendante de la masse reconstruite. Seul le paramètre d’amplitude
'
est différent ; le rapport des deux paramètres
'
obtenus donne la valeur de . Nous avons obtenu
.
4.4.2 Comparaison des spectres de masse obtenus pour diverses
procédures de simulation
Comme nous l’avons explicité dans la section 4.3, les simulations des processus phy-siques intervenant dans le spectre de masse peuvent être effectuées en utilisant divers ingrédients (fonctions de structure, générateur PYTHIA, . . . ). Les résultats obtenus se-ront comparés aux simulations effectuées pour les dépouillements de 1996 [50] et de 1998. Les simulations effectuées peuvent être classées en deux grandes familles, l’une utilisant le générateur spécifique de NA50 appelé Dimujet, et l’autre utilisant le générateur PY-THIA (§4.3.2, §4.3.3). Dimujet permet de simuler le DRELL-YANen utilisant les fonctions de structure (MRS A, GRV LO). Ce programme permet également d’introduire le moment
Paramétrisation du bruit de fond et des données simulées 107
de Fermi des nucléons. La distribution en impulsion transverse est représentée par une fonction de Bessel modifiée de deuxième espèce d’ordre 1 (
'
).
Une variante de Dimujet portant sur la paramétrisation de la distribution en impulsion transverse a été introduite. Ce générateur sera appelé QM Dimujet. La distribution en
8
introduite est la suivante : , 8 , 8 8 JP R 8 8 (4.49) Pour le et le : 8 % 9 et . Pour le DRELL-YAN : 8 et . Les simulations réalisées pour le DRELL-YAN sont : Dimujet fermi GRV LO
Dimujet GRV LO Pythia GRV LO
QM Dimujet GRV LO : Cette simulation donne des résultats très proches des simula-tions réalisées pour l’analyse des données 1996.
Dimujet fermi MRS A Dimujet MRS A
Pythia MRS A
QM Dimujet MRS A : Cette simulation donne des résultats très proches des simula-tions réalisées pour l’analyse des données 1998.
Les simulations pour le
sont : Dimujet fermi
Dimujet Pythia
QM Dimujet
Seules les deux premières simulations ont été réalisées pour
. Les simulations réalisées pour le charme ouvert dd sont :
Pythia MRS A Pythia GRV LO Le DRELL-YAN
Pour comparer les spectres de masse obtenus pour les diverses simulations, ceux-ci sont normalisés de telle manière que l’intégrale du DRELL-YAN pour une masse
soit égale à 1.
Les fonctions de structure sont la principale différence entre les simulations. En effet comme le montre la figure 4.9, chaque fonction de structure est caractérisée par une forme bien spécifique ; afin de chiffrer ces différences, nous avons introduit le facteur + dy, qui est défini par le relation :
+ dy dy , ! dy , (4.50)
0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 0.6 0.7 2 3 4 5 6 7 8 Dimujet fermi GRV LO Masse M (GeV) dN(Drell−Yan)/dM Dimujet GRV LO Dimujet GRV LO de 96 QM Dimujet GRV LO Pythia GRV LO 10−3 10−2 10−1 3 4 5 6 7 8 Dimujet fermi GRV LO Masse M (GeV) dN(Drell−Yan)/dM Dimujet GRV LO Dimujet GRV LO de 96 QM Dimujet GRV LO Pythia GRV LO
Figure 4.9 - Les différentes fonctions d’ajustement du spectre de masse reconstruite du processus DRELL-YAN.
où dy
est la fonction d’ajustement du spectre de masse du DRELL-YAN définie par la relation 4.42.
Ces bornes d’intégration ont été choisies pour les raisons suivantes : l’intervalle
correspond au domaine de masse du DRELL-YAN utilisé pour publier le rapport
/dy dans l’expérience NA50. Dans l’intervalle
, le DRELL-YAN est la seule contribution au spectre de masse des dimuons. Il est donc possible de déterminer le nombre de DRELL-YAN par simple comptage. La table 4.3 donne les valeurs de + dy.
L’introduction du moment de Fermi dans Dimujet change de manière importante les Type de modélisation Facteur + dy Type de modélisation Facteur + dy
Dimujet fermi GRV LO 4.033 Dimujet fermi MRS A 4.302 Dimujet GRV LO 4.421 Dimujet MRS A 4.820 Pythia GRV LO 4.327 Pythia MRS A 4.867 QM Dimujet GRV LO 4.318 QM Dimujet MRS A 4.756 Dimujet GRV LO de 96 4.282 Dimujet MRS A de 98 4.683
Table 4.3 - Le facteur+ dyest le facteur à appliquer au DRELL-YANmesuré dans l’intervalle de masse
pour le déterminer dans le domaine
. valeurs de + dy et ceci quelle que soit la fonction de structure. La pertinence de ce calcul n’étant pas montrée, l’exploitation des données sera faite à partir de simulations ne pre-nant pas en compte le moment de Fermi. La comparaison des quatre dernières lignes du tableau montre que + dy est très dépendant de la fonction de structure.
Le facteur + dy est égal à
pour MRS A et
pour GRV LO. Pour une même fonction de structure, les simulations des différentes années donnent des résultats voisins. Les figures 4.10 et 4.11 montrent ces faibles différences pour des distributions partoniques identiques. Les lois en impulsion transverse
8 n’introduisent pas de différences signifi-catives entre les simulations. Le moment de Fermi a, quant à lui, un effet aussi important
Paramétrisation du bruit de fond et des données simulées 109 10−3 10−2 10−1 3 4 5 6 7 8 Dimujet fermi MRS A Masse M (GeV) dN(Drell−Yan)/dM Dimujet MRS A Dimujet MRS A de 98 QM Dimujet MRS A Pythia MRS A 0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 3 4 5 6 7 8 Dimujet fermi MRS A Masse M (GeV) dN(Drell−Yan)/dM Dimujet MRS A Dimujet MRS A de 98 QM Dimujet MRS A Pythia MRS A
Figure 4.10 - Les différentes fonctions d’ajustement du spectre de masse reconstruite du processus DRELL-YAN avec la fonction de structure MRS A.
10−3 10−2 10−1 3 4 5 6 7 8 Dimujet fermi GRV LO Masse M (GeV) dN(Drell−Yan)/dM Dimujet GRV LO Dimujet GRV LO de 96 QM Dimujet GRV LO Pythia GRV LO 0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 3 4 5 6 7 8 Dimujet fermi GRV LO Masse M (GeV) dN(Drell−Yan)/dM Dimujet GRV LO Dimujet GRV LO de 96 QM Dimujet GRV LO Pythia GRV LO
Figure 4.11 - Les différentes fonctions d’ajustement du spectre de masse reconstruite du processus DRELL-YAN avec la fonction de structure GRV LO.
que le changement de fonctions de structure. Le
et le
Pour le
, les différentes générations donnent des résultats équivalents (voir Annexe A.2).
La simulation réalisée pour l’analyse des données 1996 montre un élargissement de 2 MeV sur le spectre du
par rapport à la simulation correspondant aux données 2000. Du point de vu de la simulation, la seule différence se situe dans l’utilisation de multi-ciblettes pendant l’expérience 1996, qui correspond à une extension spatiale de la cible de 15 cm. Cependant, a priori, l’extension spatiale de la cible ne devrait pas modifier la largeur du
car la diffusion multiple et la perte d’énergie dans les ciblettes ne sont pas prises en compte et la reconstruction tient compte de la reconnaissance cible avec une efficacité de 100%.
Les conditions expérimentales de 1998 sont identiques à celles de l’année 2000. Le
est engendré avec le générateur « standard » de Dimujet. Les effets d’élargissement suivant l’année sont aussi faibles que pour le
indépendante de la méthode de génération. Les effets d’appareillages dominent dans la détermination de la forme.
Le charme ouvert corrélé dd
Les fonctions de structure induisent peu de modifications sur la forme du spectre de masse (figure 4.12). Il peut être noté également sur la figure 4.13 droite que les simulations
10−2 10−1 1 1.8 2 2.2 2.4 2.6 2.8 3 3.2 Pythia GRV LO Masse M (GeV) dN(DD −)/dM Pythia MRS A 0.1 0.2 0.3 0.4 0.5 1.8 2 2.2 2.4 2.6 2.8 3 3.2 Pythia GRV LO Masse M (GeV) dN(DD − )/dM Pythia MRS A
Figure 4.12 - Les différentes fonctions d’ajustement du spectre de masse reconstruite de la contribution dd.
faites au LIP et au LPC sont en accord. Par contre un désaccord important existe entre
10−1 1 1.8 2 2.2 2.4 2.6 2.8 3 3.2 Dimujet MRS A de 98 Masse M (GeV) dN(DD −)/dM Pythia MRS A 10−1 1 1.8 2 2.2 2.4 2.6 2.8 3 3.2 Dimujet GRV LO de 96 Masse M (GeV) dN(DD − )/dM QM Pythia GRV LO (LIP) Pythia GRV LO
Figure 4.13 - Les différentes fonctions d’ajustement du spectre de masse reconstruite de la contribution dd avec la fonction de structure MRS A à gauche et GRV LO à droite. les anciennes simulations (1996/1998) et les simulations actuelles (figure 4.13).
Dans notre analyse qui est faite dans le domaine de masse supérieur à 2.9 GeV, la contri-bution de charme ouvert corrélé, dd, est faible voire négligeable. L’utilisation de l’une ou l’autre des fonctions présentées sur les figures 4.12 et 4.13 ne peut en aucun cas induire une erreur significative sur la mesure du rapport
Les acceptances des différents processus 111