Disponible à / Available at permalink :

- - -

- - -

Dépôt Institutionnel de l’Université libre de Bruxelles / Université libre de Bruxelles Institutional Repository

Thèse de doctorat/ PhD Thesis Citation APA:

Dumont, J.-J. (1978). Quelques aspects de l'interaction K+p à 32 GeV/c (Unpublished doctoral dissertation). Université libre de Bruxelles, Faculté des sciences, Bruxelles.

Disponible à / Available at permalink : https://dipot.ulb.ac.be/dspace/bitstream/2013/214189/3/9b8b4287-40f5-4ed8-b4d7-6466430deb9c.txt

(English version below)

Cette thèse de doctorat a été numérisée par l’Université libre de Bruxelles. L’auteur qui s’opposerait à sa mise en ligne dans DI-fusion est invité à prendre contact avec l’Université ([email protected]).

Dans le cas où une version électronique native de la thèse existe, l’Université ne peut garantir que la présente version numérisée soit identique à la version électronique native, ni qu’elle soit la version officielle définitive de la thèse.

DI-fusion, le Dépôt Institutionnel de l’Université libre de Bruxelles, recueille la production scientifique de l’Université, mise à disposition en libre accès autant que possible. Les œuvres accessibles dans DI-fusion sont protégées par la législation belge relative aux droits d'auteur et aux droits voisins. Toute personne peut, sans avoir à demander l’autorisation de l’auteur ou de l’ayant-droit, à des fins d’usage privé ou à des fins d’illustration de l’enseignement ou de recherche scientifique, dans la mesure justifiée par le but non lucratif poursuivi, lire, télécharger ou reproduire sur papier ou sur tout autre support, les articles ou des fragments d’autres œuvres, disponibles dans DI-fusion, pour autant que :

Le nom des auteurs, le titre et la référence bibliographique complète soient cités;

L’identifiant unique attribué aux métadonnées dans DI-fusion (permalink) soit indiqué;

Le contenu ne soit pas modifié.

L’œuvre ne peut être stockée dans une autre base de données dans le but d’y donner accès ; l’identifiant unique (permalink) indiqué ci-dessus doit toujours être utilisé pour donner accès à l’œuvre. Toute autre utilisation non mentionnée ci-dessus nécessite l’autorisation de l’auteur de l’œuvre ou de l’ayant droit.

--- English Version ---

This Ph.D. thesis has been digitized by Université libre de Bruxelles. The author who would disagree on its online availability in DI-fusion is invited to contact the University ([email protected]).

If a native electronic version of the thesis exists, the University can guarantee neither that the present digitized version is identical to the native electronic version, nor that it is the definitive official version of the thesis.

DI-fusion is the Institutional Repository of Université libre de Bruxelles; it collects the research output of the University, available on open access as much as possible. The works included in DI-fusion are protected by the Belgian legislation relating to authors’ rights and neighbouring rights.

Any user may, without prior permission from the authors or copyright owners, for private usage or for educational or scientific research purposes, to the extent justified by the non-profit activity, read, download or reproduce on paper or on any other media, the articles or fragments of other works, available in DI-fusion, provided:

The authors, title and full bibliographic details are credited in any copy;

The unique identifier (permalink) for the original metadata page in DI-fusion is indicated;

The content is not changed in any way.

It is not permitted to store the work in another database in order to provide access to it; the unique identifier (permalink) indicated above must always be used to provide access to the work. Any other use not mentioned above requires the authors’ or copyright owners’ permission.

UNIVERSITE LIBRE DE BRUXELLES FACULTE DES SCIENCES

QUELQUES ASPECTS DE L'INTERACTION K^p A 32 Gev/c

Dissertation présentée en vue de l'obtention du grade de

Docteur en Sciences

Jean-Jacques DUMONT

UNIVERSITE LIBRE DE BRUXELLES FACULTE DES SCIENCES

BIBLIOTHÈQUE DE ^AATHÉ^^AT1QUES ET DE PHYSIQUE

-£> M P

C.1

QUELQUES ASPECTS DE L'INTERACTION K^p A 32 Gev/c

Dissertation présentée en vue de l'obtention du grade de

Docteur en Sciences

Jean-Jacques DUMONT

JUIN 1978

TABLE DES MATIERES

INTRODUCTION 1

CHAPITRE I : Technique expérimentale

I. La chambre à bulles 5

’ll. Le faisceau 6

III. Traitement des données

A. Le dépouillement 7

B. La mesure B

C. La reconstruction géométrique et l'analyse

cinématique 9

0. Disposition finale des événements 11

IV. La statistique 12

Références 13

Tableaux 14

Légende des figures et figures 15

CHAPITRE II : Propriétés générales de l’interaction K^p IB

Références 24

Tableaux 25

Légende des figures et figures 27

CHAPITRE III : Essais de mise en évidence de la production

de particules charmées 28

Choix des combinaisons de particules 29

Résultats de l'analyse 31

Références 33

Tableaux 34

Légende des figures et figures 35

CHAPITRE IV : Distributions de multiplicités des particu­

les chargées produites lors des interactions hadroniques 36 I. Distribution de multiplicités pour l'interaction

K'^P à 32 GeV/c 37

II. Compilation et discussion des résultats expéri­

mentaux 41

III. Paramétrisation des données 43

IV. Conclusions 48

Références 49

Tableaux 51

Légende des figures et figures 61

CHAPITRE V : Corrélations

I. Introduction 62

II. Axes principaux 64

III. Fonctions de corrélation 68

IV. Corrélations longitudinales 71

V- Corrélations dans le plan transversal 75 VI. Corrélations en masse invariante 79 VU. Corrélations dues aux Interférences 83

VIII. Discussion 85

Références 88

Tableaux 91

Légende des figures et figures 97

CHAPITRE VI : Analyse multidimensionelle 101 I. Méthodes classiques pour la recherche d’amas 102 II. Recherche d'une représentation bidimensionelle

optimale . 107

III. Analyse de la réaction K^p K^p -n* v 112

IV. Conclusions 114

Références 116

Légende des figures et figures 117

CHAPITRE VII : Conclusions 118

Appendice A - Tests de précision de l’appareil SWEEPNIK 122

Appendice B - Le programme de Monte-Carlo 124

Remerciements 127

1.

INTRODUCTION

La connaissance des interactions fondamentales, qui est l'objec­

tif final de la physique des hautes énergies, a considérablement évolué durant la période que nous vivons. Depuis longtemps déjà, l’électrodyna­

mique quantique, cas particulier des théories de jauge, n'a plus à faire ses preuves en tant que représentation des interactions électro-magnéti­

ques. Ce n’est par contre que très récemment que sa généralisation aux interactions faibles a rencontré ses premiers succès. En effet, la cour­

te portée de ces interactions nécessite que le boson vecteur intermédiai­

re ait une masse non nulle. Cela implique l’apparition de divergences dans le calcul des prévisions liées à ces théories de jauge. De nombreu­

ses années de travaux ont dès lors été nécessaires avant que ne soit dé­

montrée la renormalisabilité des théories, et avant que ne soient énon­

cées les règles qui permettent de réaliser ces calculs.

Une fois ce pas franchi, les expérimentateurs se sont mis à l’ou­

vrage pour en vérifier les prédictions. Ce travail a exigé la mise en oeuvre de moyens techniques de plus en plus considérables, mais ont donné les résultats positifs que l’on connaît : qu’il s’agisse de la confirma­

tion de l’existence de courants faibles neutres, ou de celle du quatrième quark nécessaire notamment à la compréhension des interactions lepton- hadron, chaque fois le schéma théorique a été vérifié par l’expérience.

L’observation directe des bosons intermédiaires, dont la masse devrait être de l’ordre de 70 GeV, serait un nouveau pas important vers la con­

sécration définitive de notre vision unifiée des interactions faibles et électro-magnétiques.

2.

On peut donc espérer que, dans un avenir proche, la description des leptons et de leurs interactions soit en voie d’achèvement. En uti­

lisant comme sonde ces objets désormais bien connus, il est apparu de plus que les hadrons sont en fait dotés d'une structure complexe, résul­

tant de l'emprisonnement dans un sac de constituants ayant les proprié­

tés des quarks. Le mécanisme d'interaction forte assurant la cohésion des hadrons reste une grande inconnue, qui fait l’objet de la plupart des travaux actuellement en cours dans le domaine de la physique hadronique.

Le seul matériel expérimental dont on dispose à cet effet est constitué par les observations réalisées lors des chocs soit entre leptons et ha­

drons, soit entre deux hadrons. Il est clair que plus ces chocs seront violents, plus seront apparentes les caractéristiques liées à leur struc­

ture. Il est donc intéressant de réaliser des interactions hadron-hadron aux énergies les plus élevées possibles, en utilisant diverses particules incidentes, de façon à distinguer en quoi les observations dépendent du contenu en quarks de ces particules.

Dans cette optique, les mésons K* et K sont particulièrement in­

téressants, puisqu'ils sont porteurs d'un quark étrange aisément identi­

fiable dans l'état final de l’interaction. C'est donc tout naturellement vers ce choix que l'on s’est dirigé lorsqu'une expérience fut mise sur pied en 1971 dans le cadre des collaborations France-URSS et CERN-URSS.

Le laboratoire de Bruxelles, en tant que membre de la partie CERIM de cet­

te collaboration internationale, décida quant à lui de se limiter à l’é­

tude de l'interaction K p, en association étroite avec l'Université de Mons et avec l’aide de chercheurs de l'UIA.

Pour cette expérience , la collaboration disposa de la chambre à bulles Mirabelle, issue de l’ère de gigantisme dans le domaine des détec­

teurs de particules, et d'un faisceau de mésons K de 32 GeV/c, extrait de l'accélérateur de Serpukhov. Cette énergie était la plus élevée dispo­

nible au moment où débuta l’expérience.

Il sera plus largement question du matériel et de la technique ex­

périmentale dans le chapitre I de ce mémoire, où sera également décrite la procédure de réduction des données, dont l’analyse fera l’objet de ce travail. Etant donnée l’évolution des idées en vogue à propos des inter­

actions fortes, les méthodes d’analyse qui furent naguère utilisées

3.

pour expliciter les résultats d'expériences du même type ont largement perdu de leur intérêt. Nous nous sommes donc plutôt tourné vers des ap­

proches nouvelles, susceptibles de nous éclairer différemment sur le mé­

canisme des interactions hadron-hadron.

Les caractéristiques générales de l'interaction K p à 32 GeV/c sont exposées dans le chapitre II. Gn y montre l'importance de la limita­

tion en impulsion transversale des particules produites, ainsi que de l'effet de particule dominante. De nombreuses caractéristiques des dis­

tributions à une particule peuvent aisément s'expliquer par des modèles simples, de type statistique. Aussi avons-nous mis l'accent sur l'impor­

tance de l'étude de la production de résonances, ainsi que de particules étranges ou charmées comme moyen de mieux cerner le mécanisme d’interac­

tion. En particulier, nos tentatives pour mettre en évidence la produc­

tion de charme sont rapportées dans le chapitre III.

□ans le chapitre IV, nous montrons que même les données les plus rudimentaires peuvent fournir des éléments essentiels pour la compréhen­

sion de ce mécanisme : la distribution du nombre de particules chargées produites lors de l'interaction y est analysée en détails. Les résultats relatifs à cette distribution n'ont pas toujours été discutés avec grande rigueur; nous y examinons donc les biais possibles, et nous y proposons une procédure permettant de réduire considérablement ces biais. L'ensemble des résultats disponibles dans la littérature sont alors analysés compara­

tivement, de façon à en extraire les régularités, aussi bien du point de vue de l’énergie que de la nature des particules incidentes. L'existence de ces régularités nous permet alors d’opérer une sélection sur les modè­

les phénoménologiques existants et de nous forger une opinion sur cer­

tains mécanismes de production possibles.

Nous tentons de préciser cette opinion dans le chapitre V en abor­

dant un degré supérieur dans la complexité de l’analyse, qui est l'étude des corrélations entre couples de particules. Déjà à ce niveau, on se heurte à de grandes difficultés pour réaliser une analyse complète, car un système de deux particules ne peut être décrit entièrement que par cinq variables cinématiques indépendantes. De plus, les corrélations ob­

servées expérimentalement, en utilisant notamment les impulsions longi­

tudinales des particules secondaires comme variables, ne sont pas seule­

4.

ment dynamiques. Elles peuvent s'écrire :

C = ^EP

où C^p est dû aux contraintes d’espace des phases, représente les effets quantiques dus à la symétrisation des fonctions d'onde, et C|^

est la composante dynamique qui seule nous intéresse dans le cadre de ce travail. L’extraction de cette composante pose généralement de très sé­

rieux problèmes; nous avons tenté de les résoudre partiellement en géné­

rant des événements par un programme de Monte-Carlo nous permettant d’é­

valuer Cpp. Par contre, la distinction entre et C^^ relève toujours du domaine de la spéculation. Nous montrons pourtant l’importance de C^ en utilisant les variables transversales d’une part, et les variables dites de Kopylov d’autre part. Nous nous sommes également intéressé à l’influ­

ence des résonances dans C|^ en utilisant la masse effective du couple de particules comme variable cinématique.

Dans le chapitre VI, nous envisageons la possibilité d’examiner simultanément toutes les variables cinématiques décrivant l’état final dans son entièreté. On est alors confronté avec la difficulté de visua­

liser des distributions de points expérimentaux répartis dans un espace de dimensionalité très élevée, afin de découvrir les particularités inté­

ressantes de ces distributions. Nous y proposons une procédure suscepti­

ble de révéler certaines caractéristiques qui n’apparaîtraient pas lors d’une analyse plus classique. Afin de montrer l’efficacité de cette pro­

cédure, nous l’appliquons à la mise en évidence de quelques mécanismes diffractifs connus dans les réactions a quatre corps.

Enfin, nous clôturons ce travail par l’exposé de nos conclusions, qui seront présentées et discutées dans le chapitre VII.

5.

CHAPITRE I.

TECHNIQUE EXPERIMENTALE

I. LA CHAMBRE A BULLES

La chambre à bulles Mirabelle a été construite au Centre d'Etudes Nucléaires de Saclay. Après des tests satisfaisants opérés sur, les lieux de sa construction, elle fut démontée, transportée en Union Soviétique et réassemblée auprès de l'accélérateur de l'Institut de Physique des Hautes Energies, à Serpukhov. Une expérience ayant pour but l'étude des interactions proton-proton à 50 GeV/c bénéficia des premiers clichés, obtenus en 1971, Peu de temps après commençait l'expérience K p à +

32 GeV/c.

La figure 1.1 schématise l'ensemble de l'appareillage, dont nous donnons ci-après une brève description.

Le corps de la chambre est constitué d'un cylindre à axe horizon­

tal de 4.7 m de longueur et 1.6 m de diamètre. La température de fonctionne­

ment de la chambre étant de 27°K, son isolation doit être assurée par une enceinte étanche, réalisant un vide relativement poussé (10 mm Hg), et —.0 tapissée d'une couche de mylar alumine évitant l'apport de chaleur par rayonnement.

La détente de l'hydrogène liquide est assurée par un piston creux, placé au-dessus de la chambre. La durée du cycle de détente est de 50 ms, la chambre n'étant sensible que pendant les deux ou trois ms correspondant au maximum de dépression du liquidé. Au moment de la prise de cliché, les bulles créées par le passage des particules chargées ont un diamètre de 600 y. Leur densité est d'environ cinq par centimètre.

6.

Le champ magnétique, horizontal et perpendiculaire à l’axe de la chambre, est créé par un électro-aimant bipolaire de type con­

ventionnel. La valeur nominale du champ au centre de la chambre est de 21 KGauss. La carte du champ, établie à 1 % près, indique que les déviations par rapport à un champ uniforme dans le volume utile de la chambre n'excédent pas 5 %.

L’éclairage et la photographie de l’intérieur de la chambre s’effectuent à travers huit hublots, disposés en trois lignes horizon­

tales où sont logées les caméras. Leur axe optique est parallèle au champ magnétique, et les images sont impressionnées sur trois films de 70 mm, se déroulant simultanément sur les trois lignes. Un ensemble de boucles assure le positionnement correct sur le film des images corres­

pondant aux diverses caméras.

Les objectifs, du type grand angulaire (ou "fisheye"), ont une ouverture de 110° permettant à chaque caméra de couvrir de 1/3 à 2/3 du volume utile de la chambre. Un tube optique de plus de deux mètres de long traverse l’enveloppe de la chambre et transporte l’image jusqu’à la caméra par le biais d’un jeu de lentilles, qui minimise les distorsions tout en assurant une profondeur de champ utile de 1.2 m.

Lorsque les bulles ont atteint une grosseur optimum, les flashes, situés dans le tube optique, sont déclenchés. La lumière est renvoyée vers les objectifs par un matériau à grand pouvoir de réflexion rétrodirective ("scotchlite"] dont le fond de la chambre est tapissé.

Les bulles diffusent cette lumière et apparaissent donc, lors de la prise de vue, comme noires sur fond clair (c’est-à-dire claires sur fond noir sur le négatif du film). La figure 1.2 représente un exemple de photo ainsi obtenue. On y distingue également une série de croix fiduciaires, gravées dans le fond de la chambre ou imprimées à même le film; elles serviront, lors de la reconstruction géométrique des traces, à établir une correspondance entre le système de référence lié au film, où s’opèrent les mesures, et un système de référence absolu, lié à la chambre.

II. LE FAISCEAU

Les protons accélérés à Serpukhov atteignent dans l’anneau

7.

une impulsion de 76 GeV/c, avant d'être dirigés vers une cible extérieure de cuivre à l'aide d'un système d'éjection rapide. Un faisceau de par­

ticules positives obtenues par ce bombardement est d'abord isolé. Les quelques % de mésons K qui le composent en sont ensuite extraits au moyen de séparateurs à radio-fréquences, dont on trouvera les principes dans la réf. [1.1]. Après cette opération, la contamination du faisceau en hadrons est évaluée à moins de 1 %, la contamination en muons n'excé­

dant pas 2 %.

Ces contaminations sont estimées d'une part à l'aide de compteurs placés dans le faisceau, et d'autre part en interrompant les séparateurs;

cette action a pour effet de précipiter les sur l'écran C’beam

stopper”] destiné à arrêter les hadrons non-séparés du faisceau primaire.

Seuls les muons peuvent alors continuer leur parcours et pénétrer dans la chambre.

□n trouvera dans la réf. [1.2] plus de détails sur la tech­

nique d'épuration et de mise en forme du faisceau,qui est schématisée dans la fig. 1.3. Au moment de pénétrer dans la chambre, celui-ci a une impulsion de (32.10 ± .24] GeV/c, un étalement de 50 cm dans le plan perpendiculaire aux axes optiques et de moins de 10 cm dans le plan parallèle. Il comporte en moyenne quatre particules incidentes.

Un système de compteurs interdit la prise des clichés si ce nombre est trop faible (< 1] ou trop élevé (> 10].

III. TRAITEnENT DES DONNEES

Nous décrivons brièvement dans ce paragraphe la procédure suivie pour le traitement des clichés confiés au laboratoire de

Bruxelles. Des détails complémentaires pourront être obtenus dans la réf. [1.2].

L?_E'?P°yi]:l?0['§DÏ ■

Tous les clichés sont d'abord examinés attentivement, de façon à répertorier tous les événements correspondant à une interaction K P visibles dans la chambre. Lors de cet examen, une série de caracté­

ristiques précisant la nature de l'événement sont notées. On trouvera dans le chapitre IV, où sont exploités et discutés les résultats de ce dépouillement, le détail de ces caractéristiques, ainsi que les règles

6.

de sélection des événements qui seront retenus pour la suite de l'analyse.

Pour avoir une vision claire de chaque événement, il est né­

cessaire de pouvoir accéder rapidement aux huit vues correspondant à un même cliché. Deux tables de projection de marque SAAB, et spécialement conçues à cet effet, ont été utilisées pour ce dépouillement [1.3]. Les informations codées fournies par l'opérateur chargé du dépouillement sont assimilées et vérifiées en ligne par un programme implanté sur un ordi­

nateur PDP-1Ü. On trouvera un description de ce programme dans la réf. [1.4].

Afin d'associer a chaque événement une caractéristique unique, l'opérateur est appelé en outre à mesurer les points d'interaction (ver- tex] sur deux vues. Un appareil dit "mangiaspago" [1.5] est utilisé à cet effet. Ces mesures permettent au programme en ligne d'effectuer une reconstruction spatiale grossière, qui servira également a la prépa­

ration d'un fichier de prémesures.

L'ensemble de ces opérations se déroule à raison d'environ 20 clichés par heure pour une table de dépouillement.

!r§_[r??yr§'

Le fichier de prémesures consiste en une liste d'événements à mesurer, comprenant les interactions primaires et les Vé's (désintégra­

tions de particules neutres ou matérialisation de photons] qui leur sont associés. Pour chaque élément de cette liste sont fournies leurs coor­

données approximatives sur chacune des vues où ils sont mesurables (c'est- à-dire où la longueur des traces secondaires est suffisante pour contri­

buer de façon utile à la détermination de leur impulsion].

Lorsque le nombre de traces secondaires est supérieur à huit, la mesure s'effectue sur les tables Adam et Eve du laboratoire de Mons, suivant une procédure décrite dans la réf. [1.2]. Dans les autres cas, on a recours a l'appareil semi-automatique "Sweepnik”, dont on trouvera une description complète dans la réf. [1.6]. Celui-ci, sous la direction d'un ordinateur PDP-11/4D, est en principe capable de suivre et de mesu­

rer automatiquement une trace par balayage circulaire d'un faisceau laser. La mesure de son intensité après son passage à travers le film permet de définir la position de la trace. L'opérateur intervient pour mesurer de façon précise les vertex, pour indiquer la direction des traces

9.

à mesurer automatiquement et pour corriger éventuellement la trajectoire suivie par le faisceau laser. Pour chaque vue mesurée [généralement 3 ou 4 par événement] un jeu de marques fiduciaires, dont les coordonnées spa­

tiales sont connues, sont également mesurées automatiquement avec une pré­

cision de quelques microns sur le film. Cette automatisation des opérations, optimale pour ce type d'expérience, a permis d’atteindre une vitesse de mesure moyenne de l'ordre de 6 événements par heure. Dans l'appendice A, nous donnons les résultats des tests de précision qui ont été réalisés sur l’appareil SweepniK utilisé à Bruxelles.

C. La_recqnstruction_géométrigue_et llanalyse_cinématigue.

L'analyse de l’ensemble des points de mesure, qui permet de re­

construire les événements dans l'espace et de déterminer les caractéristi­

ques cinématiques de charque particule, s'effectue à l’aide de la chaîne de programmes HYDRA (1.7). Cette chaîne est chapeautée par un système lo­

giciel permettant la gestion dynamique des mémoires de l’ordinateur et la modularisation de chaque application particulière.

Le premier objectif est la reconstruction géométrique de chaque événement. Dans un premier temps, le programme associe à chaque point de mesure sur chaque vue un "rayon lumineux", dont la trajectoire dans la chambre est calculée à partir des mesures de marques fiduciaires, et des coefficients de distorsion optique calculés au préalable (1.8). Un ajuste­

ment aux moindres carrés permet alors de déterminer la position spatiale la plus probable des points correspondants (interactions primaires, Vé’s, points de fin de trace lorsqu'une particule s'arrête dans la chambre).

Dans sa troisième phase, appelée "track match”, et qui est la plus coûteuse en temps de calcul, le programme tente d'associer les traces me­

surées sur diverses vues. A cet effet, il effectue une reconstruction spa­

tiale grossière sur la base de laquelle il vérifiera la vraisemblance de chaque combinaison possible. L'association donnant lieu à la meilleure probabilité est retenue pour le stade suivant.

La trajectoire d’une particule chargée dans un champ magnétique dépend de sa charge, de son impulsion et de sa direction initiales, ainsi que de la perte d’énergie par diffusion multiple. Au cours de cette phase de reconstruction, le programme ajuste la trajectoire sur les points de mesure en utilisant la carte du champ et en tenant compte

1G.

de cette perte d'énergie. Il effectue cet ajustement pour quatre diffé­

rents choix de masse : électron, pion, kaon et proton.

A ce moment, on dispose donc des valeurs de l'impulsion et de la direction de chaque particule pour diverses hypothèses de masse.

L'analyse cinématique subséquente, effectuée sur la base des principes énoncés dans la réf. [1.9], a pour but de déterminer pour quels choix de masses (hypothèses) la loi de conservation de l'énergie et de l'impulsion est le mieux satisfaite. Elle permet également de préciser la nature des Vé's et de vérifier leur association à l'interaction principale.

Il se peut que, dans la limite des erreurs de mesure estimées par le programme de reconstruction géométrique, plusieurs hypothèses ciné- matiques soient acceptables. On parlera alors d'un événement ambigu.

Mais dans la plupart des cas ('^^ 85 %], aucune hypothèse ne pourra être retenue; cela signifie généralement qu'une ou plusieurs particules neutres figurant dans l'état final n'ont pas été observées.

Lorsqu'une seule particule neutre non-mesurée figure dans l'état final, il est en principe possible de déterminer ses caractéristiques en utilisant les contraintes cinématiques au vertex. Cet ajustement n'a pas été tenté dans notre expérience, car cette procédure aurait donné lieu à trop d'ambiguités.

Si une hypothèse a été acceptée, l'analyse cinématique fournit en outre les valeurs des quadri-vecteurs énergie-impulsion vérifiant au mieux les principes de conservation. Dans la suite, ces valeurs ajustées seront préférées à celles fournies par le programme de géométrie. Cela n'introduit aucun biais dans les distributions d'impulsion, comme l'indique la fig. 1.4 où sont superposées les distributions d'impulsion avant et après ajustement pour tous les mésons tt identifiés.

Cette procédure conduit notamment à l'identification des événe-

+ - + +

ments élastiques, ainsi que des événements du type Kp->K 7rpetK.p->- + + -

K P TT TT dont il sera question plus loin. Cette identification n'est pas univoque en raison des problèmes d'ambiguité; par exemple, dans 15 % des cas, un Vé donnera des ajustements cinématiques satisfaisants à la fois pour les hypothèses K° et A. De même, comme le méson et le méson ont des masses très voisines, l'ajustement ne permet pas toujours de les distinguer, ce qui donne lieu aux ambiguités répertoriées dans le tableau 1.1

11.

D. Disposition_finale_des_événements.

Avant d’entériner définitivement les résultats fournis par les programmes de géométrie et de cinématique, les événements sont à nouveau examinés sur la table. Lors de cet examen, on pourra décréter qu’un événement trouvé lors du dépouillement soit n’a pu être correctement analysé par les programmes, soit qu’il l’a été de façon erronée ou im­

précise en raison d’une erreur lors de la mesure. Suivant la nature de l’événement, on décidera alors soit de le remesurer, soit de le déclarer non mesurable [par exemple lorsqu’une particule secondaire interagit trop près du vertex pour que l’on puisse déterminer son impulsion, ou parce que le cliché est de qualité insuffisante pour une mesure précise).

En pratique, aucune trace dont l’écart moyen entre les points de mesure et la trajectoire calculée dépasse 40 y en projection n’a été retenue comme correctement mesurée. De plus, comme les traces ne peuvent être identi­

fiées lors de la mesure l’événement est complètement remesuré chaque fois qu’une trace a été mal reconstruite.

Connaissant l’impulsion des particules, cet examen permet parfois de déterminer la nature des particules sur la base de la densité des bulles qui constituent leur trace. Cette densité varie en effet avec l’inverse de la vitesse, et donne une grossière estimation de la masse de la parti­

cule. En pratique, étant donné la qualité des clichés, il est possible d’identifier les protons d’impulsion inférieure à 1.2 GeV/c. Par contre, la distinction entre kaons et pions s’avère utopique. Dans la suite de ce travail, nous considérerons que toutes les particules non-identifiées, soit par ajustement cinématique soit par examen de l’ionisation, sont des pions.

Comme nous le verrons, cette approximation n’est valable que pour les par­

ticules négatives, pour lesquelles la contamination en K et p n’est que de l’ordre de 10 %.

L’ensemble des informations ainsi recueillies sur chaque événe­

ment est enregistré sur une bande magnétique (DST). Tous les événements trouvés lors du dépouillement n’atteignent pas ce stade, la perte totale se chiffrant à 28 %. Comme la proportion d’événements perdus dépend fortement du type d’événement (topologie), un poids différent pour chaque topologie a dû leur être attribué. Ce poids est l’inverse du "taux de passage", défini par le rapport du nombre d’événements d’un type donné présents sur la DST au nombre d’événements dépouillés, et a donc subi des variations à mesure que progressait l’expérience.

12.

Notons enfin que la qualité des données a été soigneusement vérifiée. On trouvera dans la réf. [1.2] plus de détails sur leur préci­

sion et les tests de qualité qui ont été réalisés. Pour donner une idée de la précision atteinte, nous donnons dans la fig. 1.5 la distribution de l'erreur moyenne Ap/p sur la détermination de l'impulsion des particules pour différents intervalles de p. On constatera que sa valeur moyenne est de l'ordre de .01 pour toute valeur de p inférieure à 10 GeV/c.

IV. LA STATISTIQUE

La prise des photographies s'est déroulée en plusieurs périodes de deux à quatre semaines, entre 1972 et 1977, au cours desquelles un total de 400 000 clichés, représentant environ 150 000 événements, furent obtenus. L'étude qui suit a été clôturée alors que l'analyse décrite dans ce chapitre avait été effectuée sur 97 800 événements. Parmi ceux-ci, 73 310 purent être reconstruits correctement et enregistrées sur la DST.

Le tableau 1.2 donne le détail des taux de passage pour chaque topologie, pour les événements traités à Bruxelles. Dans ce travail, nous nous sommes souvent restreint à un sous-ensemble des événements lorsque la statistique n'était pas un élément essentiel.

13.

Références

[1.1] RF - Separators - Cours donné par H. Lengeler à 1'Academie Training du CERN (avril 1973]

[1.2] J. Laurent - Thèse de doctorat. Université de Mons (1977]

[1.3] H.Burmeister et al., CERN 70-21, 651 (1970]

[1.4] M. Gysen, rapport interne IIHE/NIRA 76.10 (1976]

[1.5] D.G. Hill et R.B. Palmer, Rev. Scient. Instr. 40, 878 (1969) [1.6] J. Skura, Thèse de doctorat. Université de Mons (1976]

[1.7] R.K. Bock et J. Zoll - CERN/D.Ph. II/PROG 74-4 (1974]

[1.8] J.J. Oumont - rapport interne IIHE 75-1 (1975]

[1.9] R.K. Bock - CERN 61.29 (1961]

14

Tableau 1.1.

4 corps 6 corps

Nbre d’ajustements 3017 971

Nbre d’ambiguités K -ir 776 243

Tableau 1.2.

Taux de passage

Nbre branches Nbre de'''v^''''''^v^,^^^

2 4 6 8 10 12 14

ü .841 .790 .734 .671 .512 .232 .167

1 .663 .627 .566 .478 .326 .213 .125

2 .457 .465 .399 .299 .180 .059 0.

3 .316 .295 .260 .149 .083 0. 0.

4 .055 .054 .065 .071 0. 0. 0.

moyenne .793 .711 .642 .566 .414 .207 .133

15.

Légende des figures

1.1 : Vue générale de la chambre à bulles Mirabelle.

1.2 : Aspect typique d’une des huit vues qui constituent un cliché de la chambre Mirabelle.

1.3 : Schéma du dispositif magnétique permettant d’extraire et d’épu­

rer le faisceau de mésons K de 32 GeV/c.

1.4 : Distribution de l’impulsion des mésons ir dans le système du la­

boratoire avant et après ajustement cinématique.

1.5 : Variation de l’erreur Ap/p affectant la détermination de l’impul sion des différentes particules secondaires en fonction de celle ci.

Fi g; U

Fig. 1.2

Fig. 1.3

T

1

2

3

Ajusté Non ajusté

T--- 1---f--- 1--- ^

5 6 7 8 GeV/c

Fig. 1.4

N o m b re d e tr a c e s

Fig. 1.5

16.

CHAPITRE II.

PROPRIETES GENERALES DE L’I N T E R A C T I □ N K~"p

Si l'on excepte une section efficace totale sensiblement plus basse (17.8 mb à 32 GeV/c, à comparer à 23 mb pour ir'^p et 39 mb pour pp) ,

l’interaction K^p se différencie peu en première approximation des autres interactions hadroniques. Comme celles-ci, elle peut donner lieu à trois types de phénomènes bien distincts, quoique liés entre eux par la contrain­

te d’unitarité de la matrice S [2.1] : les chocs élastiques, la dissocia­

tion diffractive des particules initiales, ou la production multiple de particules.

Du point de vue expérimental, les événements du type élastique sont relativement bien identifiés par ajustement cinématique, comme nous l’avons vu dans le chapitre précédant. Cette identification a permis de sélectionner un ensemble d’événements dont l’analyse détaillée a été ré­

alisée dans la réf. [2.2], Nous ne nous attarderons par ici sur ce phéno­

mène qui est trop éloigné du but de notre travail.

Dans le formalisme de Regge [2.3], la’ dissociation diffractive correspond à l’échange d.'un Pomeronj sa section efficace (de l’ordre de 2 mb dans notre cas] est donc indépendante de l’énergie. Ce processus conduit à l’excitation soit d’une des deux, soit des deux particules initi­

ales, qui se désintègrent ensuite en un petit nombre de particules ou de résonances (typiquement deux ou trois à 32 GeV/cr] . Elle peut être assimilée

17.

à un phénomène quasi-élastique, dont l'isolation et l’analyse sont assez malaisées,du fait notamment que les particules neutres provenant de la dissociation ne sont généralement pas observées. On trouvera dans la réf.

[2.4] une discussion complète des problèmes techniques relatifs à l’iden­

tification des événements diffractifs.

Les autres types d’interaction sont caractérisés par la production multiple de particules, soit par fragmentation des particules initiales, soit par un processus central, c’est-à-dire à petit paramètre d’impact.

De telles interactions sont supposées faire Intervenir les constituants mêmes des hadrons et devraient donc être capitales du point de vue de

connaissance de la nature des interactions fortes. Les phénomènes observés sont toutefois très complexes, et leur interprétation souvent hasardeuse Aussi ont-ils donné lieu à une multitude de modèles phénoménologiques, qui ne cessent d’évoluer à mesure que s’accumulent les résultats expérimentaux.

L’analyse de la production multiple est d’autant plus difficile que, quelle que soit la technique expérimentale utilisée, il est générale­

ment impossible d’observer toutes les particules, et encore moins de me­

surer leur impulsion et de les identifier. Aussi la notion d’analyse in­

clusive, où seule une particule de l’état final intervient, a-t-elle été de la plus grande utilité. Une réaction inclusive s’écrira par exemple :

K^’p ir” + X

où X représente n’importe quel ensemble de particules non-analysées Dans le cas particulier des expériences en chambre à bulles, toutes les particules chargées peuvent être détectées, et leur impulsion mesurée.

Seule leur nature n’est pas toujours déterminée sans ambiguité. Ainsi, nous utiliserons dans la suite la notion de réaction semi-inclusive; une telle réaction est caractérisée par un nombre fixe de particules chargées dans l’état final (branches), le nombre de particules neutres étant in­

connu. Dans les cas rares où l’état final est complètement connu, on parlera de réaction exclusive.

Lé fait que la nature des particules chargées ne soit que rare­

ment reconnue n’est heureusement pas toujours un lourd handicap. En effet, les particules produites dans les interactions entre hadrons sont en grande majorité des mésons tt. Le nombre moyen de ces particules grandit

18.

avec l'énergie disponible dans le système du centre de masse suivant une loi logarithmique. A énergie fixée, ce nombre de particules par événement obéit à une distribution proche, mais sensiblement différente, d'une dis­

tribution de Poisson, qui caractérise une production indépendante. Il en sera abondamment question dans le chapitre suivant, où nous montrerons que cette différence s'explique par le fait que les particules ont tendance à être produites en amas dans l'espace des phases. Autrement dit, il existe entre elles des corrélations non négligeables, qui seront étudiées dans le chapitre V.

L'impulsion transversale des particules produites par rapport à la direction incidente est en moyenne très faible : environ 300 MeV/c, in­

dépendamment de l'énergie. Cette observation, appelée "coupure en p-|.'' est illustrée par la fig. 2.1, où nous représentons pour notre expérience et pour diverses topologies (c-à-d pour diverses réactions semi-inclusives) la distribution des impulsions transversales des particules négatives de l'état final. Ces particules sont essentiellement des Tf , la contamination en K et p ne devant pas excéder 10 % si l'on s'en réfère aux événements ayant donné lieu à un ajustement cinématique, pour lesquels les particules sont identifiées. On constatera une légère décroissance de < p^ > ; en effet, la décroissance exponentielle se fait plus rapide lorsqu'augmente la topologie, ce qui peut très bien s'expliquer par le fait que les con­

traintes cinématiques sont alors plus sévères.

Notons que l'aspect boltzmannien de ces distributions, démontré par les lignes pointillées de la fig 2.1, est à l'origine des modèles hydrodynamiques, où l'on considère que les particules sont émises à partir d'un élément de matière hadronique échauffé au point d'interaction à une température universelle [2.5]. La fig 2.1 illustre également le fait que ce modèle est d'autant plus valable que la multiplicité est élevée.

Outre cette limitation du moment transversal, les interactions hadroniques sont caractérisées par le fait que les particules de l'état initial se retrouvent souvent dans l'état final, à la charge près, sous forme de particules dominantes, emportant une grande partie de l'énergie

/s”

/s*.

19.

Cet effet de particule dominante apparaît clairement dans la fig. 2.2. La fig. 2.2.a représente la distribution des particules secon­

daires positives, à l'exclusion des protons et des K identifiés, en fonc­

tion de la variable x de Feynman :

X = 2 P* /

où P|^ est l'impulsion longitudinale dans le système du centre% de masse.

ün constatera que la plupart des particules produites le sont dans la ré­

gion dite centrale (|xl < .3), où la distribution décroît exponentielle­

ment en |x|. Mais pour ]x| > .3, cette distribution devient uniforme, et s'étend jusqu'en x = ± 1. Les figures 2.2.b et 2.2.C, qui représentent

+ ^

les distributions équivalentes pour les protons et les K identifies dans les réactions non-élastiques, confirment que ces traînes sont dues à la présence ds ces particules dominantes dans l'échantillon de particules positives.

Rappelons que les protons peuvent être identifiés par leur ioni­

sation jusqu'à une impulsion de 1.2 GeV/c dans le système du laboratoire, mais que le seul moyen d'identification des est l'ajustement cinémati­

que. La fig. 2.2.C correspond donc essentiellement à la distribution des dans les réactions à quatre et six corps, pour lesquelles la contami­

nation en événements diffractifs est très importante. La distribution 2.2.b est par contre totalement inclusive, ce qui explique la différence d'aspect de ces deux figures.

On notera encore dans la fig. 2.2.a que l'effet de•particule do- minante est plus intense pour les protons que pour les K . On pourra ob­+

jecter que la dissociation diffractive, pour laquelle cet effet est très sensible, pourrait être responsable de ces traînes dans la distribution complètement inclusive. Aussi représentons-nous dans la fig. 2.3 cette même distribution, mais où l'on a sélectionné les événements a six bran­

ches et plus, pour lesquels la contribution de la diffraction est négli­

geable. A fins de comparaison, nous y avons représenté également la dis­

tribution équivalente pour les particules négatives, où aucun effet de particule dominante n'est attendu. On constatera que l'effet, quoique af­

faibli, reste sensible, surtout dans la région du proton.

20.

Ces deux grandes constatations (coupure en p-j. et existence de particules dominantes] sont à la base des modèles multipériphériques (2.6], où le mécanisme de l'interaction peut être schématisé par des diagrammes dont la fig. 2.4 donne deux exemples. Ils généralisent l'image selon laquelle une interaction serait due à l'échange d'objets virtuels (pions ou pomé- rons par exemple]. Dans la chaîne multipériphérique, chaque échange donne lieu à la production d'une particule, d'une résonance ou d'un amas de particules suivant le modèle considéré. On conçoit l'infinie souplesse de tels modèles, où le nombre de paramètres arbitraires est suffisamment élevé pour rendre compte de la plupart des observations expérimenta­

les. Très populaires durant de nombreuses années, ils ont pourtant été supplantés, depuis que l'existence d'une sous-structure hadronique n'est plus contestée, par les modèles faisant appel à la notion de quark. Ceux- ci peuvent en effet faire valoir une base physique plus solide que les modèles multipériphériques, plus abstraits.

Deux exemples typiques de modèles de quarks sont ceux de Van Hove-Pokorski (2.7], et ceux du type "interaction de quarks” (2.6]. Dans les deux cas, on considère que le hadron est un agglomérat de quarks liés entre eux par des gluons. Nous rappelons dans le tableau II.1 les proprié tés supposées de ces quarks. Par contre, les hypothèses concernant la dy­

namique de la réaction sont diamétralement opposées :

Dans le modèle de Van Hove-Pokorski, lors d'une interaction non diffractive entre deux hadrons, les quarks de valence continuent leur che min et donnent naissance aux particules dominantes, tandis que l'inter­

action des gluons provoque l'émission d'amas de pions. Le spectre unifor­

me de l'impulsion des particules dominantes se déduit alors directement de la distribution d'impulsion des quarks, dont on peut se faire une idée grâce aux expériences lepton-nucléon.

La seconde approche peut se schématiser par le diagramme de la fig. 2.5. Dans ce modèle, les particules centrales sont produites par 1' interaction de deux quarks, tandis que les gluons se contentent d'un rôle de spectateur.

Une importante prédiction de ce modèle (2.9] est l'invariance d’échelle suivante : le déplacement du système de repos des particules ainsi produites relativement à celle du système du centre de masse ne dé­

pend que de la multiplicité des particules chargées divisée par la moyen­

21 .

ne de cette quantité. Cette prédiction a été vérifiée dans la réf. (2.10]

à l'aide des données fournies par notre expérience.

Présentées de cette façon, ces deux approches sont probable­

ment trop naïves, malgré les succès que chacune peut faire valoir. Mais le fait que des hypothèses opposées puissent conduire à des prédictions compatibles avec les données existantes montre à quel point la discrimi­

nation entre modèles est difficile.

Etant donné la complexité du problème, il peut être utile de faire appel à une approche statistique, telle que celle utilisée dans les modèles hydrodynamiques. Nous avons vu que leur motivation repose sur la distribution des impulsions transversales; mais les distributions inclusives longitudinales sont elles aussi en harmonie avec les prédic­

tions de ces modèles. Prenant un exemple fourni par notre expérience, nous donnons en fig. 2.6 les distributions en rapidité des particules négatives, pour diverses topologies.

La rapidité est la variable cinématique longitudinale la plus usuelle; elle est définie par la relation :

y =

E . PXl

»(»

OÙ E est l'énergie de la particule considérée dans le système du centre de masse de la réaction.

Elle présente le double avantage d'être invariante de Loréntz, à une translation près, et d'être très sensible aux variations de la distribu- tion de P|^ en ses petites valeurs, qui sont les plus frequentes.

A part une certaine tendance qu'ont les particules négatives à s'échapper dans l'hémisphère du K^, tendance d'autant moins sensible que la topologie est élevée, l'analyse de la fig. 2.6 indique que ces dis­

tributions obéissent à haute multiplicité à une loi gaussienne, typique des modèles hydrodynamiques (2.11). Cette constation n'est pourtant pas suffisante pour opérer un choix entre les diverses hypothèses concernant la dynamique de la réaction. Aucune en effet n'exclut l'existence d'un ou plusieurs centres d'excitation (appelés souvent "fireballs”], dont l'évolution peut très bien être décrite par ces modèles de type statis­

tique .

22.

Lorsque l’on découvrit, il n’y a guère, l’existence d’un excès de parti­

cules de grande impulsion transversale par rapport à la loi de décrois­

sance exponentielle attendue [2.12), on vit là une preuve de l’existence de collisions quark-quark donnant lieu à un important transfert de quan­

tité de mouvement (2.13). Hais dans la réf. (2.14), nous avons montré que ce n’est pas la seule explication possible et qu’en fait, la distribu­

tion observée reste compatible avec une image hydrodynamique de l'inter­

action, c’est-à-dire avec n’importe quel modèle où la création d’un élé­

ment de matière hadronique en équilibre statistique est possible. Aussi faut-il chercher ailleurs des indices permettant de cerner la façon dont quarks et glüons se comportent lors d’une interaction. Il est par exemple important d’observer comment ils se réassemblent dans l’état final. A cet effet, l’étude de la production de résonances et de particules étran­

ges est primordiale.

Cette étude a été entreprise dans le cadre de notre expérience, et les résultats en ont été rapportés dans les réf. (2.15) et (2.16).

Ainsi, la présence d’une importante production de résonances diverses à été notée, le nombre moyen de résonances par événement étant voisin de 1.

L’analyse détaillée des distributions de masses effectives permet d’esti­

mer les sections efficaces; on trouvera ces estimations dans le tableau II.2, ainsi que la région cinématique où ces résonances sont préférentiel­

lement produites. Il est intéressant de constater que ces résultats sont à peu de choses près en accord avec les prédictions d’un modèle de quarks aussi naïf que celui d’Anisovich et Shekter (2.17), où les particules et résonances sont produites de façon purement statistique. Nous repre­

nons dans le tableau II.3 les abondances relatives observées en regard des prédictions de ce modèle.

Un considérable accroissement de la section efficace de produc­

tion de A et A avec l’énergie a d’autre part été constaté dans la réf.

(2.16). Cette production s’effectue bien sûr le plus souvent suivant un processus de fragmentation du proton (pour A) ou du K (pour A), mais la section efficace de création de paires AA commence à prendre une cer­

taine importance à 32 GeV/c (44 ± 10 yb).

Cette dernière observation indique que la probabilité de créa­

tion de paires de quarks étranges lors de l’interaction devient non-né­

gligeable. Bien que les facteurs cinématiques soient différents, il n’est

23.

donc pas insensé d'imaginer que des quarks charmés puissent être pro­

duits par le même mécanisme. Nons montrerons dans le chapitre suivant que, si une telle production existe, elle est nécessairement limitée à de petites sections efficaces.

24.

Références

(2.1) A.D. Barut "The theory of the Scattering Matrix", Mc Millan (1976).

(2.2) P. Cranet et al., Phys. Lett . 62B, 350 (1976).

(2.3) G.F. Ghew, Rev. Mod. Phys. 33, 467 (1961).

(2.4) J. Saudraix et al. "Single and double diffraction dissociation in K^p interactions at 32 GeV/c", communication à la Conférence de Budapest (juillet 1977).

(2.5) E.L. Feinberg, Dsp. Fiz. Nauk, 104, 539 (1971).

(2.6) D. Amati, S. Fubini et A. Stanghellini, Nuovo Cim. 26, 896 (1962).

(2.7) L. Van Hove et S. Pokorski, Nucl. Phys. B86, 243 (1975).

(2.8) J. Kuti et V.F. Weisskopf, Phys. Rev. D8, 3418 (1971).

(2.9) S.P.K. Tavernier, Nucl. Phys. B105, 241 (1976).

(2.10) S.P.K. Tavernier et M. Gysen, Phys. Rev. D16, 2818 (1977).

(2.11) P. Carruthers et Mink Duong-Van, Phys. Rev. 08, 859 (1973).

(2.12) F.W. Busser et al, Phys. Lett. 46B, 471 (1973).

(2.13) S.J. Brodsky et G.R. Farrar, Phys. Rev. Lett. 31, 1153 (1973).

(2.14) J.J. Dumont et L. Heiko, bulletin de l’IIHE 74.1 (1974).

(2.15) P. Granet et al., bulletin du D.Ph.P.E. Saclay 77-20 (1977).

(2.16) ”A and A production in K^p interaction at 32 GeV/c”, communica­

tion à la Conférence de Budapest, Juillet 1977.

(2.17) V.V. Anisovich et V.M. Shekter, Nucl. Phys. B55, 455 (1973).

25

Tableau II. 1 .

Nombres quantiques attribués aux quarks

0 ^3 S C

U 2/3 1/2 □ □

d -1/3 -1/2 ü □

s -1/3 0 -1 0

c 2/3 □ Ü 1

Tableau II.2.

Production de résonances

Résonance section efficace (mb) région cinématique

L** (12321 1.6 ± .3 fragmentation du proton

ï" (1365) .14 ± .04 fragmentation du proton

r'^ (1385) .06 ± .02 fragmentation du K

(892) 3.2 ± .3 fragmentation du K

(892) 3.4 ± .4 fragmentation du K

K*" (892) ^CD 1+ M centrale (x 'v. o)

P° 3.1 + .6 centrale (x “v o)

CD 1+ fragmentation du K

(1420) . 3 ± .3 fragmentation du K

K^° (1420) 1. ± .2 fragmentation du K

f . 8 + .3 fragmentation du K

26.

Tableau II.3.

Rapports des sections efficaces de production de résonances expéri­

mentalement observés et prédits par le modèle d'Anisovitch et Shekter.

Valeurs expérimentales Prédictions A+ +

12 ± 5 4.5 à 9

K** 1.1 ± .3 .75

.18 ± .05 .25

K*” .9 ± .6 1

K*

P° 2.6 ± 1.Ü 3

27.

Légende des figures

2.1 : Distribution des impulsions transversales des particules négati­

ves pour les événements à 4, 6, 6 et 10 branches (échelle arbi­

traire]. Les courbes discontinues correspondent à l’ajustement d’une distribution de Boltzmann.

2.2 : Distribution des particules positives en fonction de la variable

X de Feynman (échelle arbitraire]

a. pour toutes les particules positives non-identifiées b. pour les protons identifiés

c. pour les K identifiés.

2.3 : Distribution en fonction de la variable x des particules positives (trait plein] et négatives (trait pointillé] pour les événements à 6 branches et plus.

2.4 : Exemples de diagrammes utilisés dans les modèles multlpériphériques

2.5 : Diagramme schématisant un modèle du type "interaction de quarks”.

2.6 ; Distribution de la rapidité des particules négatives pour les évé­

nements à 4, 6, B et 10 branches (échelle arbitraire].

4 branches 6 branches

Fig. 2.1

Topologies > 600

Fig. 2.3

Fig. 2. 4

Fig. 2. 5

26.

CHAPITRE III.

ESSAIS DE MISE EN EVIDENCE DE LA PRODUCTION DE PARTICULES CHARMEES.

L'existence d'un quatrième quark Ce], caractérisé par une va­

leur non nulle d'un nouveau nombre quantique baptisé charme, a été recon­

nue depuis peu dans les processus faibles (3.1]. La multitude d'expérien­

ces qui ont suivi cette découverte a permis d'établir l'existence et les propriétés de bon nombre de particules stables, porteuses de ce quark.

Leurs caractéristiques sont reprises dans le tableau III.1.

Les prévisions théoriques concernant la section efficace de pro­

duction de telles particules dans les processus purement hadroniques varient fortement de modèle à modèle. Mais tous les efforts qui ont été déployés pour mettre cette production en évidence se sont révélés vains (3.2] : au­

cun résultat positif n'a été enregistré à ce jour. Toutefois, comme aucune expérience n’a encore été effectuée à partir de mésons K incidents, il est utile de considérer la possibilité de production de charme dans le cas de notre expérience. D’autant plus que le contenu en quarks de valence de 1’

état initial (3 u, d, s] est particulièrement favorable à l'observation d'un tel phénomènej en effet, la combinaison avec ceux-ci des quarks c et c

éventuellement créés lors de l’interaction pourra fournir une grande varié­

té de mésons charmés : D (c, d], D° (c u] et (c s] de façon directe;

D (c d], D° (c u] et F (c s] moyennant la création d’une autre paire de quarks. La création de baryons charmés est également possible, quoique bien moins probable pour des raisons cinématiques.

29.

Les particules charmées ont une caractéristique commune ; leur temps de vie prévu théoriquement est extrêmement court entre (10 et -14 10 secî. On peut toutefois songer à les identifer de trois façons dif­-12 férentes :

1° examiner la distribution de masse effective des Vés neutres pour les­

quels aucun ajustement cinématique n’est possible en utilisant les hypo­

thèses classiques (y * K°. A , A). Cette méthode ne peut donner de résul­

tats que dans le cas improbable où la durée de vie des D° serait plus lon­

gue que prévue.

2° rechercher les événements caractérisés par la présence d'un seul lepton et d'un Vé neutre; cette configuration correspond à la désintégration semi leptonique d’une particule charmée. Cette recherche est délicate dans une expérience de chambre à bulles à hydrogène, parce qu’il est impossible d’

identifier les muons d'une part, et que d’autre part les électrons peuvent provenir de paires de Dalitz dont une des branches n’est pas identifiable.

3° examiner les histrogrammes de masses effectives pour diverses combinai­

sons de particules, de préférence celles qui ont le plus de chances de cor respondre à un mode de désintégration d'une particule charmée.

Nous n'avons pas pu aborder les deux premières approches; en ef fet, les consignes de dépouillement et la procédure d'enregistrement des événements ne permettent pas leur application. Pour la troisième, le choix des combinaisons de particules è analyser est un problème crucial, que nous discutons dans le paragraphe suivant.

CHOIX DES CONBINAISONS DE PARTICULES■

Suivant la règle de sélection Ac = As, les désintégrations sans leptons des particules charmées non-étranges sont dominées par des états finals comprenant une particule étrange. Comme seules les particules étran ges neutres peuvent être identifiées dans cette expérience, nous nous som­

mes essentiellement intéressé aux combinaisons K° (nir)~,A (mr]“ et A (mr)“

où (mr)“ représente un ensemble de n pions.

Parmi celles-ci, certaines doivent être considérées avec plus d’attention. En effet, les 5 quarks de valence provenant du K incident +

(s uî et du proton cible (u u d], et les 2 quarks c et c que l’on suppose

30.

créés Icrs de l’interaction peuvent se réarranger de plusieurs façons dans l'état final :

1°uuc + uc + sd

C'^'^ D° K°

U- TT

+ + + - A TT TT TT TT

Cet arrangement fournit, en supposant que l'état final comporte un nombre minimum de particules compatible avec les désintégrations connues des par­

ticules charmées, la topologie A K° K (3 tt ] C2 ir 1 2°ucd+us+uc

+ + —_

C K D°

K TT

A TT TT TT

ce qui donne A (2 K ] [2 tt ) (2 tt ] comme état final minimum.

3° d’autres combinaisons où apparaît le couple s c, c'est-à-dire le méson F^, sont également possibles. Mais les modes de désintégration de celui- ci sont expérimentalement inconnus, et les états finals à considérer sont donc moins bien définis.

Il est également intéressant de considérer la dissociation du K^. Celle-ci peut se représenter par des diagrammes de quarks tels que ceux de la fig. 3.1. Si les événements correspondant au diagrammes 3.1.a et 3.1.b sont facilement reconnaissables, il n’en est pas de même pour le diagramme 3.1.c, qui donne lieu a la création de deux particules charmées instables. La désintégration de celles-ci, suivant des modes qui sont; mal connus d’ailleurs, peut mener à divers états finals à plusieurs particules, que l’on ne pourra distinguer de ceux engendrés par d’autres processus.

□n peut également considérer des diagrammes du second ordre, tels que ceux de la fig. 3.2, où la paire de quarks créée s’annihile avant

31 .

que l'interaction ne se termine. Ainsi, le diagramme 3.2.a donne lieu à un état intermédiaire K° D D°. La masse des mésons D étant de 1.86 GeV, on s'attend à un effet de seuil à .49 + 1.86 + 1.86 = 4.2 GeV dans l'am­

plitude de la réaction p K° n^p exprimée en fonction de la masse du système K ir •_ +

»

De même, l'état intermédiaire du diagramme 3.2.b correspond à F D TT^, ce qui implique un effet de seuil à 2 + 1.86 + .14 = 4.0 GeV.

Comme ces masses ne sont pas très éloignées de la limite de l'espace des phases, ces effets de seuil devraient apparaître comme une bosse aux en­

virons de 4 GeV dans la distribution des masses effectives du système K TT -

RESULTATS DE L'ANALYSE

1] L'analyse des systèmes K° Cn ir), avec n = 1, 2, 3 ou 4, ne fournit au­

cun résultat positif. Notamment la particule de masse 2.6 GeV, baptisée I, et découverte dans une expérience pp à 12 GeV/c (3.3) dans le canal K° (3 tt) ne semble pas être produite ici. C'est ce qui ressort de la fig • 3.3, représentant le spectre de masse K° ir ir tt pour les événements à six branches. Dans cet histogramme comme dans les suivants, la largeur des boîtes correspond approximativement à la résolution expérimentale.

Aucune structure étroite n'apparaît non plus aux environs de la masse du méson D; mais comme cette région correspond justement au maximum de l'espace des phases, seule une limite supérieure d'environ 5D yb, cor­

respondant à la section efficace de production nécessaire pour produire un effet de trois déviations standards par rapport au bruit de fond esti­

mé, peut être fixée.

2) Le cas des systèmes A (n tt) et A (n tt) est beaucoup plus délicat à trai ter, du fait que la statistique est fort réduite comparée à l'importance du bruit de fond combinatoire. Des pics d'origine purement statistique peu vent alors apparaître, causés par exemple par l'accumulation dans une même région de masse de toutes les permutations de particules dans un même évé­

nement. La fig. 3.4 par exemple représente la distribution de la masse ef­

fective A TT TT des 210 combinaisons possibles d'un événement à 12 branches. Afin de mettre en évidence l'effet de ces fluctuations dues uni­

quement au bruit de fond combinatoire, nous prenons l'exemple d'un pic qui semble être présent dans le spectre des masses

32.

A TT* iT^ ir (flg. 3.5) à 2.6 GeV, soit exactement la masse du I. One pre­

mière façon de réduire le bruit de fond est de se limiter aux événements de moins de 10 branches; cela conduit à la fig. 3.6, où le pic a déjà per­

du fortement de son importance. Le nombre de combinaisons peut encore être réduit en ne prenant pas en considération la particule positive la plus rapide, qui a de fortes chances d'être une particule dominante n'ayant rien à voir avec la production de charme. On obtient alors la fig. 3.7, où le pic a totalement disparu.

Des procédures similaires ont été appliquées sans plus de succès aux autres systèmes incluant un A ou un A. En particulier, le sous-système A TT* ir^ TT pour les événements à 6 branches avec ou sans observation simul­

tanée d'un K°, qui était le plus susceptible de fournir des résultats po­

sitifs, ne donne lieu à aucune structure intéressante (fig. 3.8 et 3.9).

3) La masse effective K° ^tt* dans les états finals p K° ir* (n ir°) est re­

présentée dans la fig. 3.10, qui est dominée par la présence des résonances K (890) et K (1420). Bien que sa signification statistique soit très marginale, il n’est pas impossible que l'effet de seuil prévu aux environs de 4 GeV soit présent. En effet, on s'attend à ce que la queue de la dis­

tribution provienne essentiellement des ir* produits en association avec le proton. Or, un seul des événements appartenant à la protubérance visible

^ + + +

a 4.1 GeV fournit une masse p tt voisine de celle du A .On ne peut donc écarter l'hypothèse selon laquelle elle serait due à un processus tel que celui schématisé par la fig. 3.2, S'il en était ainsi, et si'lë"’bruit de fond se réduisait effectivement à quelques unités, la vingtaine d'événe­

ments constituant cette protubérance représenterait une section efficace d'environ 5 yb.

Pour résumer, bien que l'on s'attende du point de vue théorique à une section efficace ne dépassant pas quelques yb à 32 GeV/c, nous avons tenté de mettre en évidence la production de particules charmées dans no­

tre expérience. Tous nos essais d'observation directe à l'aide de distri­

butions de masses effectives se sont révélés vains. Tout au plus pouvons- nous fixer des limites supérieures de l'ordre de 20 à 50 yb sur la valeur de oB, où O est la section efficace de production de mésons ou de baryons charmés et B le rapport de branchement de diverses désintégrations hadro- niques.

Références

(3.1) G. Goldhaber et al., Phys. Rev. Lett. 37. 255 (1976) Peruzzl et al., Phys. Rev. Lett. 37, 569 (1976) B. Knapp et al., Phys. Rev. Lett. 37, 882 (1976)

F. G. Cazzoli et al., Phys. Rev. Lett. 34, 1125 (1975).

(3.2) C. Baltay et al., Phys. Rev. Lett. 34, 1118 (1975) V. Hagopian et al., Phys. Rev. Lett. 36, 296 (1976) K. Bunnel et al., Phys. Rev. Lett. 37, 85 (1976) R. Cester et al., Phys. Rev. Lett. 37, 1178 (1976) R. Carlssen et al., Nucl. Phys. B99, 451 (1975) J.J. Aubert et al., Phys. Rev. Lett. 35, 416 (1975) E.J. Bleser et al., Phys. Rev. Lett. 35, 76 (1975) B. Ghidini et al., Nucl. Phys. Bill, 189 (1976)

W. D. Apel et al., Lett. Nuovo Cim. 17, 538 (1976) P. Aahlin et al., Nucl. Phys. B107, 476 (1976)

G. J. Blanar et al., Phys. Rev. Lett. 38, 192 (1977) M.A. Abolins et al., Phys. Rev. Lett. 37, 732 (1976) J.C. Aider et al., Phys. Lett. 66B, 401 (1977).

(3.3) A. Apostolakis et al., Phys. Lett. 66B, 185 (1977).

34

Tableau III.1.

Propriétés des particules charmées connues

Particule Nature Masse [MeVD Désintégrations

r observées

D°, D° méson 1663.3 ± .9 ± +

K TT (-V 20 %]

± +’ +

K TT TT 1T~ ['V 70 %]

e V X 10 +

D méson 1868.3 ± .9 + + +

K TT TT

e V X ('^ 11 %]

méson 2010 +

D + Y

méson 2010 D° ir° ('^ 60 %]

D° Y ('^ 40 %]

F méson -V, 2120 ?

étrange [valeur pré- dite]

méson 2310 ?

étrange (valeur pré- dite]

c

ir° ? Tl ?

P TT TT° r e" V ?

c~

TT

c

Légende des figures

35.

3.1 : Schéma de mécanismes possibles pour la dissociation du K*.

3.2 : Schéma de processus du second ordre correspondant à la dissocia- tion du K .+

3.3 ; Distribution de la masse effective K° tt* ir^ ir pour les événe­

ments à B branches (Nj, = nombre de combinaisons).

3.4 : Distribution de la masse effective A tr^ ir ir des 21D combinai­

sons possibles d’un événement à 12 branches.

3.5 : Distribution de la masse effective A ir^ tt .

3.6 : Distribution de la masse effective A t: pour les événements à moins de 1D branches.

3.7 : Distribution de la masse effective A it^ ir^ tt pour les événements à moins de 1D branches, obtenue en ne considérant pas la particu­

le positive la plus rapide.

3.8 ; Distribution de la masse effective A -n* ir pour les événements à 6 branches.

3.9 : Distribution de la masse effective A ir^ ^tt pour les événements à B branches, avec observation simultanée d'un K°.

3.10 : Distribution de la masse effective K° ir^ dans les états finals pK” ir Cn ir°) .

4

Fig. 3.1

Fig. 3.1c

Fig. 3.2b

Cl

c

Il

10

T“

1.5

T

2

“T"

2.5

T--- 1--- 1---

3 3.5 4 GeV

Fig. 3.4

Fig. 3.5

Fig. 3.6

M(GeV)

M(GeV)

Fig. 3.9

N.

80-

K® 71 2 branches)

M (GeV)

Fjg. 3.10