Partie II — Technique d’analyse de la production des baryons
5.2 Correction en acceptance et efficacité de reconstruction
5.2.1 Corriger des effets de l’acceptance du détecteur
5.2.1.1 Acceptance
L’ensemble des particulesΞmesurées ne globalise pas l’ensemble des particules effecti-vement créées lors de la collision et la première cause est d’ordre géométrique. Le détecteur, tel qu’il est constitué, ne permet pas la mesure de particules de haute rapidité qui peuvent sortir du dispositif STAR sans jamais réellement atteindre la TPC. De même, toutes les particules de faible impulsion (donc de très grande courbure sous l’effet du champ ma-gnétique) peuvent ne pas traverser la TPC ou ne laisser que quelques points d’ionisation dans cette dernière, condition insuffisante pour permettre la reconstruction de leur trace associée. Pour une particule de très hautpT, c’est-à-dire ayant une trajectoire de trace qua-siment rectiligne, il est possible d’envisager que cette dernière passe entre deux secteurs
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Pt (GeV/c) (trait plein) et des Ξ−MC dans l’acceptance (poin-tillés) pour les collisions Au+Au centrales à62.4GeV.
Pt (GeV/c) (trait plein) et des Ξ¯+MC dans l’acceptance (poin-tillés) pour les collisions Au+Au centrales à62.4GeV.
de TPC sans jamais être détectée. Un événement dont le vertex primaire est trop loin du centre du détecteur peut engendrer également la création de particules qui n’ont pas le temps d’atteindre un morceau de détecteur avant de s’en échapper. Ainsi dimensions fi-nies et couverture angulaire d’un détecteur définissent son acceptance. Pour déterminer la correction en acceptance à apporter, seule l’information Monte-Carlo est nécessaire. L’ac-ceptance est définie comme le nombre de particules simulées que l’on peut reconstruire divisé par le nombre de particules initialement générées. On définit ainsi un premier fac-teur correctif :
Acc= ΞM C pouvant être reconstruits
ΞM C générés (5.1)
Les Ξ MC pouvant être reconstruits sont définis comme ceux dont les traces des parti-cules filles laissent un nombre minimum de points dans la TPC et qui passent les coupures géométriques imposées lors de la reconstruction. Des exemples de spectres en impulsion transverse des Ξ−et Ξ¯+ayant passé les coupures de l’acceptance sont présentés sur les figures 5.1 (gauche), 5.2 (droite) respectivement. Les spectres desΞ−etΞ¯+initialement gé-nérés sont représentés en traits pleins sur ces deux mêmes figures.
A priori, l’acceptance du détecteur est dépendante de la rapidité et de l’impulsion trans-versepT (masse transversemT) des particules. Il serait donc approprié de calculer les cor-rections finales à la fois par tranche de rapidité y et par tranche de pT (mT). Cependant, comme nous avons pu le voir, nous ne disposons pas d’une statistique suffisante pour cette correction par tranche en deux dimensions. La correction sera donc faite par canaux en pT (mT) et intégrée sur le domaine de rapidité considéré pour l’analyse. Cela suppose ce-pendant que l’acceptance soit peu déce-pendante de y sur le domaine de rapidité sur lequel on travaille, c’est le cas à mi-rapidité et c’est bel et bien le cas pour les collisions Au+Au à √sNN = 200 GeV (1) et √sNN = 62.4 GeV (2) et pour les collisions d+Au à √sNN = 200 GeV (3)1. Sur les figures 5.3, 5.4 et 5.5, nous avons représenté la dépendance enpT et
rapi-1Par la suite, nous noterons (1), (2) et (3) respectivement les conditions d’expérience : collisions Au+Au à
√sNN = 200 GeV, collisions Au+Au à√sNN= 62.4 GeV et collisions d+Au à√sNN= 200 GeV
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dité respectivement dans les trois configurations expérimentales citées précédemment.
Notons que : (A) l’acceptance est fortement dépendante de l’impulsion transverse alors que sur le domaine de rapidité|y|<0.75, notre domaine d’étude, l’acceptance dépend très peu de la rapidité. L’acceptance intégrée en rapidité est donc retenue pour la correc-tion finale. Des exemples de ces distribucorrec-tions pour lesΞ−et Ξ¯+sont représentées pour les conditions expérimentales (1), (2) et (3) sur les figures 5.6 et 5.7 (gauche). (B) Comme les coupures pour l’acceptance ont été choisies (quasi) identiques pour les trois systèmes étu-diés,l’acceptance est du même ordre de grandeur pour les trois systèmes. Dans les hautes impulsions,elle atteint 60%pour les trois systèmes. (C) Nous retenons également
Figure 5.3 – Acceptance desΞ en fonction de l’impulsion trans-verse et de la rapidité dans les col-lisions Au+Au à√sNN= 200 GeV.
Figure 5.4 – Acceptance desΞ en fonction de l’impulsion trans-verse et de la rapidité dans les col-lisions Au+Au à√sNN= 62.4 GeV.
Figure 5.5 – Acceptance desΞ en fonction de l’impulsion trans-verse et de la rapidité dans les col-lisions d+Au à√sNN= 200 GeV.
que l’acceptance n’est pas dépendante de la centralité de la réaction. La figure 5.7 illustre cette remarque dans le cas de collisions Au+Au à √sNN = 200 GeV. L’efficacité de l’acceptance y est représentée des collisions les plus périphériques (a) aux plus centrales (e). Ceci se comprend aisément car cette dernière, étant déterminée uniquement à partir de données simulées, ne peut pas dépendre de la multiplicité d’un événement. (D) Dans les basses impulsions transverses, que ce soit en Au+Au ou d+Au, à√sNN= 62.4 ou 200 GeV, l’acceptance chute énormément. Les trajectoires plus “courbées” dues au faiblepT des particules, entraînent qu’un grand nombre d’entre-elles ne parviennent pas ou peu à atteindre la TPC pour y laisser leur marque. (E) Les acceptances pour lesΞ−et lesΞ¯+sont quasiment identiques.
5.2.1.2 Absorption
Lors de l’estimation de l’acceptance du détecteur, les données MC, après avoir traversé ce dernier, sont comparées à tous lesΞinitialement générés et non pas uniquement à ceux que l’on fait décroître dans le détecteur. Nous prenons ainsi en compte, dans le calcul de l’acceptance, les effets de l’absorption. Cela signifie que certainsΞont pu ne pas décroître lors de la réaction ou que leurs produits de décroissance n’ont pas été mesurés car ils ont été absorbés par certaines parties du détecteur. Ce phénomène d’absorption qui n’est pas négligeable dans le cas des collisions peu énergétiques devrait être plus important à√sNN = 62.4 GeV qu’à√sNN= 200 GeV ou à baspT. Il doit être plus important pour les antiparticules qui interagissent davantage avec la matière.
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Figure 5.6 –Gauche : acceptance desΞ−(trait plein) pour des collisions 0-20% en d+Au à√sNN= 200 GeV.
Droite : même distributions ainsi que pour lesΞ¯+(pointillés) pour des collisions 0-10% en Au+Au à√sNN = 62.4 GeV.
La figure 5.8 montre le rapport de l’acceptance desΞ¯+par rapport à celle desΞ−dans le cas des collisions centrales en Au+Au à√sNN= 62.4 GeV et met en évidence ce phénomène. On observe une diminution de ce rapport à baspT qui montre clairement que, dans ce domaine d’énergie, les Ξ¯+sont plus absorbés que lesΞ−. La présence du SSD par exemple dans le dispositif de STAR lors de la quatrième prise de données, donc lors de la prise des données à√sNN= 62.4 GeV, a pu augmenter d’autant plus l’absorption de l’antimatière par le milieu.
5.2.2 Efficacité de reconstruction après coupures
La deuxième grande étape de l’embedding consiste à estimer la quantité deΞque l’on perd lors de la reconstruction des traces. Pour estimer cette efficacité, nous utilisons la combinaison des données réelles et des données simulées.
L’efficacité de la reconstruction ou de la détection de Ξest calculée comme le rapport du nombre de Ξ reconstruits (associés) qui ont passé toutes les coupures de l’analyse2, aux données Monte-Carlo pouvant être reconstruites donc qui sont dans l’acceptance du détec-teur. LesΞretenus reconstruits doivent aussi appartenir à notre fenêtre d’étude en masse invariante de±13MeV/c2 (cf. chapitre 4). On définit un deuxième facteur correctif :
Rec= ΞM C associés après coupures et àmΞ±13M eV /c2
ΞM C pouvant être reconstruits (5.2)
Comme pour l’acceptance, cette efficacité n’est pas dépendante de la rapidité sur le do-maine d’étude et dépend de l’impulsion transverse. Par contre, elle est dépendante de la centralité de la collision à la différence de l’acceptance. Nous la présentons sur la figure 5.7 (droite) pour les collisions Au+Au centrales à√sNN= 200 GeV sur les cinq domaines de cen-tralité (0-5% (e), 10-20% (d), 20-40% (c), 40-60% (b), 60-80% (a)). Cette figure montre que la reconstruction est relativement bonne pour les collisions les plus périphériques (faible multiplicité). En revanche, plus la collision devient centrale, plus la multiplicité de l’événe-ment devient importante et plus le bruit de fond à supprimer domine le spectre en masse
2Exceptée la coupure sur l’énergie déposée par les particules dans la TPC
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Acceptance
liminaire (Au+Au; 200 GeV; run 3; |y|<0.75) e
STAR Pr
de reconstruction + des coupureseEfficacit
Impulsion transverse (GeV/c)
liminaire (Au+Au; 200 GeV; run 3; |y|<0.75) e
STAR Pr
Figure 5.7 –Gauche : acceptance desΞ−(triangle plein) etΞ¯+(cercle vide) dans les collisions Au+Au à√sNN = 200 GeV pour 5 domaines de centralité : 680% (a), 460% (b), 240% (c), 120% et 0-5% (e) en fonction depT. Elle ne présente pas de dépendance avec la centralité. Droite : efficacité de la reconstruction après application des coupures de l’analyse desΞ−etΞ¯+dans les collisions Au+Au à√sNN= 200 GeV sur les mêmes domaines de centralité en fonction depT.
invariante des Ξ. Les coupures d’analyse doivent être resserrées faisant ainsi chuter très nettement l’efficacité de la reconstruction. De80% dans les collisions les plus périphé-riques (a), elle chute à moins de 40% pour les collisions les plus centrales (e). La forme de cette efficacité est très liée à la coupure dépendante en pT appliquée. Cette cou-pure a très peu d’effet dans les collisions périphériques alors qu’elle est dominante dans les collisions centrales (cf. chapitre 6).
À ce stade, acceptance et efficacité de reconstruction ont été volontairement mises en parallèle. On constate que l’acceptance va jouer sur l’efficacité totale dans les basses im-pulsions transverses et dans les collisions périphériques. L’efficacité de reconstruction va dominer l’efficacité totale dans les collisions les plus centrales.