POSSIBILITÉS NOUVELLES POUR LA PHYSIQUE AUX TRÈS HAUTES ÉNERGIES

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Submitted on 1 Jan 1971

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POSSIBILITÉS NOUVELLES POUR LA PHYSIQUE AUX TRÈS HAUTES ÉNERGIES

D. Treille

To cite this version:

D. Treille. POSSIBILITÉS NOUVELLES POUR LA PHYSIQUE AUX TRÈS HAUTES ÉNERGIES.

Journal de Physique Colloques, 1971, 32 (C5), pp.C5a-35-C5a-46. �10.1051/jphyscol:1971505�. �jpa- 00214668�

JOURNAL DE PHYSIQUE Colloque C5a, supplément au no 10, Tome 32, Octobre 1971, page C5a-35

POSSIBILITÉS NOUVELLES POUR LA PHYSIQUE AUX TRES HAUTES ÉNERGIES

D. TREILLE

Laboratoire de l'accélérateur linéaire, Orsay, France, visiteur au C. E. R. N., Genève, Suisse

Résumé. - D'une étude rapide de la production de particules à haute énergie, on déduit les caractéristiques des faisceaux de hadrons et de leptons que I'on pourra obtenir avec un synchrotron à protons de plusieurs centaines de GeV. Quelques idées marquantes issues des Ecoles d'Aspen et les réalisations de Batavia sont décrites. L'évolution qui peut en résulter pour quelques domaines majeurs de la physique des hautes énergies est brièvement analysée.

Abstract. - From a brief study of the production particles at high energies, we deduce the characteristics of the hadron and lepton beams obtainable with a proton synchrotron of several hundred GeV. The leading ideas from Aspen Summer Studies and the realizations of Batavia are described. The possible evolution of some important domains of high-energy are briefly analysed.

1. Introduction. - Les ISR fonctionnent (à lumi- nosité réduite), le synchrotron de Batavia fonction- nera à la fin de l'année : si l'on ajoute Serpukhov, la physique des hautes énergies disposera, à la fin de 1971, d'un trio de grandes machines dont je voudrais d'abord analyser les possibilités comparées.

D'autres machines nouvelles sont susceptibles de se joindre à cette liste dans un avenir plus ou moins proche : les anneaux e' e- (SLAC, DESY, Orsay) ou Fp (URSS), peut-être le SLAC supracon- ducteur. D'autre part, l'expérimentation à partir de protons cosmiques semble connaître un renouveau d'activité (dispositif d'Echo Lake [l], satellites sovié- tiques [Z]). Telles sont les concurrences possibles.

Trois facteurs importants déterminent les possi- bilités de ~ h v s i a u e sur une machine :

Le CERN (28 GeV) donnait 7,3 GeV. L'anneau de DESY (3 GeV) en donnera six. Les expériences récentes de cosmiques (1 200 GeV) atteignaient à peu près la même énergie disponible que les ISR.

La luminosité prévue pour les ISR est environ

On obtient la même valeur en envoyant un faisceau de 106 particules sur une cible d'l m d'Hl, ce qui est le cas typique dans les expériences actuelles. (A titre de comparaison, le taux de protons cosmiques de plus de 1 000 GeV à la limite de l'atmosphère est 0, l/m2/sr/s.) Mais les faisceaux de hadrons, comme nous le verrons, seront beaucoup plus intenses sur les grands synchro- trons (107-108 particules/impulsion). On peut évaluer une limite de la luminosité accessible à NAL en disant

A . x

- L'énergie dont on dispose (dans le centre de que le faisceau extrait (5 x 1013 protonsiimpulsion) masse de la réaction) ; envoyé sur un bloc de matière (par exemple là où - La variété de faisceaux offerte par la machine ; on l'arrête) donne

-

particules nouvelles.

bre de particules cibles) associées à ces divers fais-

Une autre différence majeure est que dans les ISR ceaux.

on observe seulement des interactions pp (j'oublie Un autre élément plus qualitatif est le degré des

difficultés expérimentales rencontrées : il dépend par exemple de la géométrie des interactions étudiées, de l'intensité des faisceaux utilisés, et varie avec le type de machine.

Les performances des machines en énergie et luminosité sont faciles à dégager.

L'énergie disponible W dans le système du centre de masse d'une collision pp est W = 2 E pour les ISR, W = J2 M , Eo pour les synchrotrons. Soit :

Serpukhov 70 NAL 200 NAL 500 ISR

W = 12 20 3 1 56

ici de possibles stockages de deutérons ou d'électrons [3]), tandis que les synchrotrons permettent d'autres types de réactions. La variété de leurs faisceaux secon- daires utilisables pour la physique est ainsi consi- dérablement augmentée par un gain de la machine en énergie et en intensité. C'est ce thème que je vais développer. J'ai pour cela besoin de rappeler ce qu'on prévoit pour la production de particules à haute énergie ; de cette étude je déduirai le type de faisceaux que l'on peut obtenir. Enfin, je montrerai comment les nouvelles caractéristiques de ces faisceaux per- mettent d'élargir le champ actuel de la physique des hautes énergies.

Article published online by EDP Sciences and available at http://dx.doi.org/10.1051/jphyscol:1971505

2. Les mécanismes de production. - L'étude des possibilités de faisceaux secondaires passe par celle des interactions à haute énergie : plus précisément, on doit avoir une connaissance approximative des spectres itzclusifs des diverses particules produites.

On peut pour cela songer à deux méthodes : a) L'une consisterait à dégager, à partir des résultats expérimentaux disponibles, des lois empiriques que l'on appliquerait à l'énergie voulue.

6 ) L'autre consisterait à b2tir un modéle approché des interactions fortes ; un tel modèle peut n'btre qu'un prolongement de la phénoménologie actuelle (le multireggéisme ou le multivéné7ianisme), ou il peut partir de spéculations plus générales (le modèle thermodynamique).

Du premier type de méthodes, la plus célèbre est celle de CKP [4]. Ces auteurs font un certain nombre d'observations sur les résultats expérimentaux (accé- lérateurs et cosmiques) sur la diffusion pp :

i) Constance de ^o,,, et o,, avec l'énergie ;

ii) Moitié de l'énergie dans le centre de masse (c. m.) aux deux nucléons leaders, moitié aux autres secondaires hadroniques ;

jii) Croissance en &?(ou ^&14) de la multiplicité des hadrons produits dans la réaction (on dirait plutôt maintenant en log S).

iv) Probabilité d'avoir une impulsion transverse p , identique pour toutes les particdes secondaires (leaders inclus) et indépendante de leur impulsion longitudinale ;

v) Distribution plate en impulsion longitudinale pour les leaders (de O à l'impulsion maximum, à la fois dans le c. m. et dans le labo), ceci en oubliant la contri- bution de la diffusion élastique pp ;

vi) Distribution en impulsion longitudinale des hadrons secondaires exponentielle décroissante (à la fois dans le c. m. et le labo).

Ils en déduisent un certain nombre de formules pour les flux secondaires. Ainsi le spectre des hadrons (essentiellement des n) produits dans une collision pp inélastique est, selon eux, dans le système du labo :

Bien que cette formule ne soit pas en très bon accord avec les résultats des modèles ultérieurs, profitons de sa simplicité analytique pour dégager certains aspects des spectres inclusifs à très haute énergie.

La dépendance angulaire prédit une extrême colli- mation des spectres de particules secondaires : un cône de demi-angle 4 mrad accepte 85 % des particules produites dans une collision pp à 200 GeV. Cette

focalisation naturelle est due simplement à la constance de l'impulsion transverse.

L'influence de l'énergie primaire E, - l'énergie de l'accélérateur - sur le taux de production de hadrons d'impulsion p est explicite. On obtient

-

fois plus de hadrons de 100 GeV avec une machine de 500 GeV qu'avec une de 200 GeV.

Le défaut de cette méthode est évident : on y parle globalement de hadrons produits. Mais que sont-ils ? Quelle est la fraction de chaque espèce de particules ? Y-a-t-il des différences d'allure entre les spectres des différents types de particules ? La seule réponse à ces questions est une extvapoltrtion des résultats observés à plus basse énergie et dont aucune loi claire ne peut être dégasée.

Par contre, le modile thermodynamique [5] répond à ces questions en rendant leur individualité aux divers types de hadrons : il conduit effectivement à des formes différentes pour leurs spectres de pro- duction et prédit leurs intensités relatives.

Je ne veux pas exposer ici ce modèle mais seulement rappeler ce qui, dans son formalisme, explique le point que je viens de citer.

Le spectre de formation d'une particule de masse m a la forme :

J'en explique la signification. Les hadrons en collision sont représentés à un instant donné comme un ensem- ble « d'objets » que l'on peut classer suivant la valeur algébrique de leur vitesse, en une sorte de graphe multipériphérique (Fig. 1). Une variable meilleure est  = signe (p) (y - l)/(y,

-

F I ~ . 1. - Principe du modèle thermodynamique.

POSSIBILITÉS NOUVELLES POUR LA PHYSIQUE AUX TRÈS HAUTES FRÉQUENCES C5a-37 état initial. Tout ceci n'a rien de thermodynamique :

clest de la simple cinématique.

Chaque « objet » dans son système propre caracté- risé par la densité d'énergie ^E contribue de manière isotrope à la création de particules de masse m et d'impulsion p'. C'est dans le raisonnement conduisant à l'expression du spectre fm(p', E) qu'intervient la thermodynamique.

L(A, y,) est simplement l'opérateur de Lorentz faisant passer du système de ((l'objet » Â, au système du centre de masse.

On a pu montrer que deux fonctions F(A), l'une F I adéquate pour les particules « traversant » le système, l'autre F, pour les particules « nouvelles » créées dans la collision, étaient suffisantes pour décrire la production de particules jusqu'aux énergies de Serpukhov. F I intervient surtout aux extrémités froides » du graphe, F, en son centre « chaud B.

Ces deux fonctions ont été déterminées empiriquement, mais on les retrouve approximativement en calculant des graphes de multiregge [6]. Notons que l'hypo- thèse - bien vérifiée - de l'indépendance de F I et Fz vis-à-vis de l'énergie est équivalente à celle de fragmentation limite [7]. On conçoit clairement que l'existence des lois de conservation (nombre baryo- nique, étrangeté) implique que telle particule soit créée ou que telle autre « traverse », et par conséquent conduit à pondérer les rôles respectifs de FI ou F,.

Par exemple, pour faire un j5 à partir d'une collision pp il faut créer une paire pp, pour faire un K- une paire

KR. La fabrication d'un hypéron exige seulement la création d'un K' : le nombre baryonique « tra- verse ». Voici une première raison de distinction entre particules.

Une autre tient à la forme de fm(p, E) qui est une distribution de Planck, en (edp2f"2/T)-1, et au fait qu'à celle-ci les auteurs du modèle ajoutent à titre correctif les contributions discrètes des résonances les plus importantes de désintégrant en deux corps.

Ainsi le p contribuera à la production de n, non à celle de K.

La figure 2 montre les spectres de production de divers types de particules produites par des protons de 200 GeV. L'ordonnée représente le nombre de particules produites par GeV/c, par stéradian, par proton interagissant. On remarque sur les figures 2 et 3 :

i) A nouveau l'extrême collimation. Toutefois, si l'on s'intéresse aux « basses » énergies ( 5 40 GeV) celle-ci s'atténue et on obtient encore des taux appré- ciables à « grand » angle ( 5 15 mrad).

ii) La différence d'allure et d'intensité entre les spectres de particules traversant (p, n) et de particules nécessitant une production. Plus on a à produire de masse plus l'intensité tombe (par exemple, les p).

Enfin, la comparaison des spectres de n- à 300 GeV et à 25 GeV (Fig. 3) montre bien qu'on entre dans une époque nouvelle.

FIG. 2. - Spectres inclusifs de diverses particules produites par des protons de 200 GeV.

FIG. 3. - Infiuence de l'énergie des protons sur la production de x-.

3. Les faisceaux possibles. - On pense d'abord aux faisceaux classiques (n, K, P) ; mais si l'on exa- mine les problèmes majeurs posés par la physique actuelle, on constate vite que leur solution réclame souvent d'autres faisceaux, appelés jusqu'ici « spé- ciaux » : faisceaux neutres (n, K,,), faisceaux de particules à courte durée de vie, faisceaux de leptons (v, p, e, y). On doit maintenant leur attribuer la plus haute importance : cela a été compris à NAL, où, e et y mis à part, tous les types de faisceaux cités seront en opération dès la première génération d'expériences.

Sur ce plan, le handicap d'un anneau de collision pp est manifeste.

Sans entrer ici dans une discussion des mérites comparés des cibles externes et des cibles internes [SI, disons seulement que ces dernières - à part les jets de gaz - sont en nette défaveur à cause des dommages par radiation qu'elles peuvent causer à la machine.

Les faisceaux secondaires seront donc supposés obtenus, comme à NAL, en envoyant une des branches du faisceau extrait sur une cible externe.

3.1 LES FAISCEAUX DE HADRONS A VIE LONGUE

(n*, Ki, p, p). - A partir des spectres précédents, il est facile d'évaluer l'intensité des faisceaux classi- ques. Un proton interagissant sur l'hydrogène à 200 GeV donne, par stéradian et par GeV/c : 10 n+, 3 n-, 1 K+, 0,05 K-, 10-* j5, 40 p de 100 GeV/c.

(J'ai choisi un angle de production de 4 mrad.) Dans 4 psr et une bande d'impulsion de f 1 %, on obtient donc avec 1013 protons interagissant : 8 x 10' n+, 2,6 x 108n-, 8 x IO7 K f , 4 x 106 K-, 8 x IO5 p,

3,2 x 109 p. Ce sont typiquement les valeurs prévues pour le faisceau dit à haute énergie et haute intensité de NAL 191.

Si l'énergie passe à 300 GeV, on gagne environ un facteur 3,5 en n-, 8 en K - ,

-

L'utilisation de faisceaux aussi intenses pose des problèmes expérimentaux sévères. Toutefois, on peut en désirer de plus intenses encore, non en vue d'une expérimentation directe mais pour fabriquer des faisceaux tertiaires. En laissant passer une partie du faisceau de protons diffractés par la cible externe, on obtient sans mal, très près de O@, un faisceau secondaire de 10" protons par impulsion [9].

Outre l'intensité, une autre exigence fréquemment rencontrée est une excellente résolution en énergie.

On peut dans un faisceau à bande large améliorer l'analyse en impulsion au moyen d'1~odoscopes, mais cela limite l'intensité à environ quelque IO7 par impulsion. En fait, l'abondance de particiiles produites est telle qu'on en obtient encore suffisamment dans une bande très réduite d'impulsion. Ainsi, le faisceau dit à haute résolution (91 de Batavia accepte ^N 3 x 106n de 100 GeV pour 1013 protons interagissant à 200 GeV et dans une bande de ^f 0,035 %, ce qui représente 35 MeV/c, soit moins de la masse d'un n. En diffu- sion pp, la résolution de la résonance N* 1 236 exige de reconnaître une impulsion différant de 350 MeV/c de la valeur élastique : la bande de 0,035 % le permet, même aux impulsions les plus hautes. Pour que la résolution obtenue dans ce faisceau soit bien utilisée, on envisage de lui associer un spectromètre focalisant de 140 m, 20 psr, et possédant lui aussi un haut pou- voir de résolution (0,05 %).

3.2 LES FAISCEAUX DE PARTICULES NEUTRES A VIE LONGUE (n, K,,). - Le problème, illustré par la figure 4, est ici le suivant : afin d'avoir des neutrons aussi énergiques que possible, on a intérêt à choisir l'angle de production le plus faible possible. D'autre part, pour optimiser les conditions d'utilisation du faisceau de K,,, on doit y admettre le moins de neu-

trons possible : or, le rapport KoL/n croit avec l'angle de production (Fig. 4). On a donc intérêt dans ce cas à choisir un grand angle de production (10 mrad).

FIG. 4. - Caractéristiques de la production de particules neutres (KOL et neutrons).

Cela conduit naturellement à faire deux faisceaux distincts ou un faisceau unique dont on puisse faire varier l'angle de production. Un faisceau neutre de NAL, pris à 1,7 mrad, donnera 5 x 106 neutrons par GeV/c de 80 à 200 GeV/c. Un autre faisceau neutre, pris à 5 mrad, donnera IO5 KoL par GeV/c de 50 à 75 GeV!c.

3.3 LES FAISCEAUX DE PARTICULES INSTABLES. -

Les hautes énergies dont il est ,question donnent aux particules dites à vie brève (Kas, hypérons chargés ou neutres) des parcours tout de même notables (Fig. 5). Une longueur de 10 m pour de tels faisceaux est tolérable et donne les facteurs de désintégration

-

24% 7 % 2 , 3 % 16%

u d f ~ l t o m

FIG. 5 . - Faisceau d'hypérons.

POSSIBILITÉS NOUVELLES POUR LA PHYSIQUE AUX TRÈS HAUTES FRÉQUENCES C5a-39 indiqués. Cette longueur permet une bonne déflection

des hypérons négatifs et permet peut-être la coexis- tence d'un faisceau chars6 et d'un faisceau neutre.

A partir de quelles particules doit-on fabriquer des hypérons ? Des K- donnent bien des hypérons négatifs durs par échange baryonique (la voie t est exotique) ; mais les K- sont relativement peu abon- dants : on se tourne donc vers les protons.

Combien faut-il de protons ? Ici le modèle ther- modynamique semble en défaut. Tant les résultats obtenus à basse énergie dans le faisceau d'hypérons du CERN [IO] que d'autres méthodes d'estimation [Il]

des taux d'hypérons à haute énergie semblent indiquer que le modèle thermodynamique est :

- Optimiste quant au taux absolu de Z - ; - Pessimiste quant au rapport 8-127.

L'estimation décrite par la référence 11 montre que 10'' protons sont suffisants pour obtenir un taux d'hypérons très satisfaisant. C'est précisément l'inten- sité prévue dans le faisceau de protons diffractés de NAL : le faisceau d'hypérons sera un faisceau ter- tiaire. 10'' protons de 200 GeV interagissant donnent à la sortie d'un canal magnétique raisonnable [12]

( 6 m x 30kG, Ap

-

-

-

- 60 E - ,

- 0,6 Q-, et un bruit de fond de

-

En négatif, le bruit de fond étant faible, on pourra mesurer avec une haute précision la direction et l'impulsion des hypérons sortants à l'aide de chambres proportionnelles de grande résolution. Des compteurs DISC peuvent aussi être employés pour l'identjfi- cation. La physique offerte par un faisceau d'hypérons est bien connue, et son étude commence au CERN et à Brookhaven.

Notons enfin que la géométrie d'un tel faisceau est favorable à la détection de particules inconnues de courte durée de vie (10-10-10-11 S) qui seraient perdues dans un faisceau classique.

Tous les faisceaux cités précédemment existeront dans la zone dite « des mésons » à Batavia, qui devrait entrer en service à la fin de l'année. La figure 6 en indique le plan. Le faisceau extrait (5 x 1013 protons par impulsion), séparé en deux branches par un sep- tum, est envoyé sur une cible et donne naissance aux cinq faisceaux décrits et à un sixième, dit à moyenne énergie-moyenne intensité, qui n'a rien de spécial.

N 4.00-,

FIG. 6 . - La zone des «mésons » à Batavia.

Ici apparaît ce qui est peut-être le problème majeur des très hautes énergies : celui des p. 11 n'existerait guère si, aussitôt après la cible, on pouvait arrêter les n et les K par interactions fortes afin qu'ils n'aient pas le temps de se désintégrer. C'est impossible, puisqu'il faut bien laisser passer les faisceaux, produits à très petit angle. Il est clair qu'une grande fraction des mésons produits se trouve dans l'acceptance des faisceaux et pénètre assez avant le long de ceux-ci.

Ils finissent par être stoppés, par exemple au niveau de l'analyse en impulsion, mais la longueur moyenne parcourue est de l'ordre du pourcent de longueur de désintégration (5 km pour un n de 100 GeV). Un calcul rapide montre que le nombre de p ainsi produits dépasse largement les normes de sécurité (104/m2/s).

Même du point de vue expérimental, il y en aurait trop au niveau des détecteurs. On doit donc les élimi- ner. La solution d'un blindage magnétique balayant les ^p vers le ciel ou le sol, d'ailleurs difficile à concevoir pour un tel agencement de faisceaux, n'a pas été retenue. Nous verrons qu'il en est de même pour le faisceau de neutrinos. Cette solution ne satisfaisait pas aux normes de sécurité, et les interactions des p en fin de blindage risquaient de la rendre inefficace.

On a donc choisi de les arrêter par ionisation : le fer et a fortiori l'uranium étant trop chers, on a retenu la terre. La longueur de terre (- 400 m) est suffisante pour arrêter les p produits par des protons de 200 GeV : c'est l'énergie nominale maximum de cette zone.

Comme les faisceaux sont construits en surface -

à cause d'eaux souterraines - il faut apporter cette terre et en recouvrir les abris enfermant les éléments de transport des faisceaux. Une solution probablement plus simple consisterait, dans un terrain favorable, à faire tout cela en profondeur.

3.4 LES FAISCEAUX DE LEPTONS. - Là encore le gain en énergie et en intensité va permettre des chan- gements quantitatifs importants dans les flux de leptons et même ouvrir aux synchrotrons à protons un domaine jusqu'ici réservé aux machines à électrons : l'électromagnétisme à haute énergie, avec tous les avantages que présente un long temps d'occupation par rapport à celui très bref (- des accélérateurs linéaires.

3.4.1 Les neutrinos. - Ils sont produits par désin- tégration de n et de K, eux-mêmes obtenus à partir des protons extraits (Fjg. 9). Les mésons sont formés en un faisceail approximativement paralléle au moyen d'une ⁽⁽ corne » pulsée dans le cas d'une impulsion courte pour chambre à bulles, ou de quadrupôles dans le cas d'une impulsion longue nécessaire pour les expériences d'électronique sur les ^p et les v. AU bout d'une certaine longueur (450 m à NAL, soit quelques %

de la longueur de désintégration) on arrête les parti- cules chargées, les hadrons dans un absorbeur ou sera concentrée la radioactivité induite, les ^p par ionisation dans un blindage de longueur suffisante.

C'était du fer au CERN, ce sera de la terre à NAL : 1 km, assez pour stopper des ,u de 450-500 GeV.

11 aurait fallu 180 m de fer, ce qui a été jugé irréaliste.

Au-delà du blindage viennent les détecteurs : chambres à bulles (dont celle de 5 m à NAL) et chambres à étincelles [13].

FIG. 7. - Le spectre de neutrinos à Batavia.

Le spectre de neutrinos atteignant les détecteurs produits par des protons de 500 GeV dans le dispositif ci-dessus a, en coordonnées logarithn~iques, l'allure qu'indique la figure 7 : la partie à basse énergie vient des n, la queue à haute énergie des K. La retombée à basse énergie provient essentiellement de ce que les neutrinos de basse énergie sont émis à trop grand angle pour parvenir aux détecteurs : on voit donc qu'il faut choisir entre un faisceau riche en v de haute énergie et un faisceau riche en v de très basse énergie ; on ne peut faire correctement les deux avec la même géométrie. NAL a choisi de réaliser d'abord le premier type.

En coordonnées linéaires, ce spectre apparaîtrait essentiellement concentré autour de 15-20 GeV.

FIG. 8. - Spectres de neutrinos comparés.

La figure 8 le compare aux spectres de v du CERN et de Serpukhov. On remarque :

- l'énergie moyenne beaucoup plus haute, - l'intensité à basse énergie fortement diminuée dans le faisceau de NAL optimisé pour les hautes énergies.

A NAL pour 3 x 1013 protons interagissant la luminosité du faisceau total associé à la chambre à hydrogène de 5 m (section de

-

=

[l

Cela devrait conduire, dans l'hypothèse d'une crois- sance linéaire avec l'énergie de a? à

=

-

D'autre part, la luminosité de la partie haute du spectre ( E , > 25 GeV), associée à un ensemble de chambres à étincelles épaisses, est suffisante pour

-

FIG. 9. - Neutrinos et muons : a) Schéma d'un faisceau de v ; b) schéma du faisceau de p de NAL ; c) un faisceau de fi possible.

POSSIBILITÉS NOUVELLES POUR LA PHYSIQUE AUX TRÈS HAUTES FRÉQUENCES C5a-41 que l'on puisse espérer progresser énormément dans

la recherche du boson intermédiaire à des masses plus élevées qu'actuellement.

3.4.2 Les niuons. -- Ils ont la mcme origine que les v. La difficulté d'en faire un faisceau vient de leur parcours élevé, qui interdit une collimation et une analyse en énergie comme pour les hadrons. A pro- prement parler on n'a jamais fait de faisceau de p, en ce sens qu'au niveau de la cible on n'obtient jamais qu'une tache large accompagnée d'un halo de muons de plus basse énergie. Il faut minimiser le rapport halo/faisceau. D'autre part, il faut éliminer avec soin les hadrons, sans quoi leurs interactions fortes (25- 40 mb) interdiront l'étude de la diffusion de p

IO-^'

dans le « deep inelastic ») : l'obtention d'un rapport hadronslp de

-

II est évident qu'à la fin du canal des neutrinos il y a beaucoup de p : on peut songer à en extraire une partie. C'est la solution adoptée à NAL (Fig. 9).

Le faisceau de p chemine dans les 500 premiers mètres du blindage, subit quatre déflections qui assurent son analyse en impulsion et l'amène dans une zone d'expé- rience latérale. Un premier doublet focalise sur l'absor- beur de hadrons, un second focalise sur la cible.

L'emploi du mot focaliser est ici un abus de langage ! On devrait obtenir

-

-

Une autre solution, propre mais coûteuse, consis- terait à transformer en faisceau de p un faisceau intense de hadrons. Ainsi le faisceau à haute intensité de NAL (3,5 mrad) devrait apporter au foyer final

-

-

L'intensité de IO7 p/s est à comparer aux IO5 p/s [15]

utilisés actuellement au SLAC (par impulsion de

-

La figure 10 montre, dans le plan des variables q2 et v = Ei;lit - E,,,,,, la région accessible aux muons de NAL et aux e- de SLAC. Dans l'hypothèse où la section inélastique des p intégrge dans la région de << scaling » (q2 > qmin, 2 v > v,,,~,,) reste, en gros, constante avec l'énergie, on pourra utiliser pleinement l'étendue de la région cinématique accessible.

Notons enfin que le faisceau des p extraits du canal de v est fortement polarisé, malheureusement pas dans le sens qui conviendrait à la muoproduction de W : les p ont I'hélicité opposée.

O

E'Ge"

FIG. 10. - Domaine cinématique accessible aux fl de NAL (la limite angulaire de 50 mrad est seulement celle de la première

expérience prévue).

3.4.3 Electrons et photons. - La figure 11 montre une manière propre d'obtenir des électrons : le prin- cipe consiste à installer en amont d'un faisceau à grande acceptance (disons le faisceau de 3,5 mrad, toujours lui) un aimant balai et un radiateur de Z élevé. Quant aux photons, en raison de l'abondance des neutrons, on ,ne peut songer à utiliser directement la désintégration du .no. Il est plus propre de se servir du faisceau de bremsstrahlung des e- : cela permet en particulier le marquage des y produits.

FIG. 1 1 . - Faisceau de ei et de y.

Des intensités réalistes (*) [16] semblent pouvoir être, pour 1013 protons interagissant à 200 GeV,

-

de 50 GeV dans f 2 %, 106 à 100 GeV. Ces faisceaux ne sont pas prévus dans la première phase expéri- mentale de NAL.

(*) Des considérations récentes (séparation e-hadron par rayonnement synchrotron, faisceaux li très grand angle solide, production à 0°) semble toutefois montrer que ces chiffres valable pour le faisceau HEHI de NAL, peuvent être lar- gement dépassés ( x 10 à 100).

Notons ici la faible intensité des faisceaux de y.

106 e- de 100 GeV sur un radiateur de 21100 de longueur de radiation donnent

-

-

4. Les possibilités nouvelles pour la physique. - Je voudrais maintenant examiner, de manière non exhaustive, ce que l'augmentation d'énergie et l'aug- mentation d'intensité conduisant aux faisceaux décrits apportent à la physique. Je ne me demanderai pas de quelle manière cette physique peut être faite : cela sera traité dans un autre exposé. J'indiquerai simplement, le cas échéant, où résident les problèmes expérimentaux.

Ne considérant, par la force des choses, que la physique prévisible, j'envisage trois domaines :

- la recherche des lois asymptotiques,

- l'exploration des spectres de masse : recherche de particules nouvelles,

- I'électromagnétisme à haute énergie.

4.1 LA RECHERCHE DES LOIS ASYMPTOTIQUES. - Le gain en énergie et la possibilité d'explorer de plus grands transferts interviennent ici.

4.1.1 Modèles dj~namiques pour les réactions à deux corps. - Les premiers résultats de Serpukhov (n- p kt K- p) ont montré l'insuffisance du reggéisme classique et provoqué l'apparition de nombreux modèles nouveaux [17], ies uns faisant appel à une violation du théorème de Pomeranchuk, les autres à un reggéisme plus élaboré (coupiares associées au pomeron, trajectoires complexes, etc.), ou à un trai- tement des - interactions fortes analogue à celui de l'électromagnétisme. Sans prendre très au sérieux ces modèles (en particulier, les résultats récents de Serpu- khov en Kf p ôtent tout fondement à l'hypothèse d'une violation du théorème de Pomeranchuk), disons seulement qu'ils conduisent, pour un certain nombre de réactions, à des prédictions spécifiques, parfaite- ment vérifiables dans la gamme d'énergie de Batavia et aux ISR. La violation du théorème de Pomeranchuk est obtenue en représentant les amplit~ides élastiques par :

f (AB) = ln

( ^- e) ⁺

J ( ~ B ) =

-

i

:O) +

avec les résultats actuels et notre intuition. Le terme logarithmique f ( A B ) est connu sous le nom de dipôle impair.

La figure 12 compare quelques-unes des prédictions de ces divers modèles pour :

a) o, : tous, sauf le modèle du dipôle impair, prédisent une croissance de oT(K+ p), effectivement observée à Serpukhov. En diffusion np et Kp une telle croissance devrait être parfaitement observable à NAL.

FIG. 12. - Tests des modèles dynamiques pour les réactions à deux corps.

La figure 13 montre toutefois qu'en pp les résultats récents des 1SR et bien entendu ceux des cosmiques [l], [2] ne sont pas assez précis pour distinguer entre les divers modèles dont les prédictions sont assez voisines.

b) KL p + Ks p : le comportement de cette réaction de régénération est intimement lié à la différence des sections totales (K- p) et (K+ p). Les résultats très contestés de Serpukhov sur la phase de régénération sont reproduits par certains des modèles cités (voir Fig. 12) ; mais leurs prédictions divergent ensuite dans la gamme d'énergie de Batavia.

L'évolution de la section différentielle de cette même réaction est aussi traitée par ces modèles : on remarque en particulier l'existence d'un minimum dans la prédiction du modèle à dipôle impair. Il en est de même pour n- p ⁴ no n.

ce qui conduit à a , ( h ) - o,(AB),,, -+ y, n, et à c) doldt, ReflIm f : la manière dont les pics de Re f/Im f logarithmiquement divergent, en conflit diffraction rétrécissent avec l'énergie, le comporte-

POSSIBILITÉS NOUVELLES POUR LA PHYSIQUE AUX TRÈS HAUTES FREQUENCES C5a-43

- _ _ . _ _ _ _ - - - c h % ~ du.

- -

i

1

,

I I I

100 Io00

Gev

FIG. 13. - Résultats sur la diffusionpp à haute énergie : a) otot

et Dinei (ISR cosmiques) ; b) pente.

ment de Re f/Im f sont autant de tests de ces modèles.

Remarquons qu'au point de vue expérimental, la mesure de Re f/Im f ainsi que celle de la régénération cohérente K, p -+ Ks p exigent de très hautes résolu- tions spatiales.

Toutes ces réactions sont prévues pour la première phase du programme expérimental de Batavia.

4.1.2 D~~z~ssion à grand angle hadron-hadron. -

Un second facteur intervient ici : la très haute lumi- nosité accessible dans les faisceaux de hadrons per- mettant l'exploration des régions à grand transfert.

Quand l'énergie croît au-delà des valeurs accessibles actuellement, la section différentielle proton-proton à grand angle tend-elle vers une distribution limite f ( t ) indépendante de l'énergie ? Ou bien continue-

t-elle à décroître ?

Plusieurs théories penchent pour la première solu- tion. L'une [18] prédit que f ( t ) doit être la quatrième puissance du facteur de forme électrique du proton.

Déjà à 30 GeV cette limite serait atteinte. D'autres 1191 conduisent à des distributions limites de forme plus complexe, mais elles aussi très proches des résultats à 30 GeV. Cependant pour 1 t 1 > 1,5 ( G ~ V / C ) ~ , un ajustement du type do/dQ cc (11s) e-pT/0,16 cm2/sr représente assez bien les résultats actuels et prédit une décroissance avec I'énergie.

A Batavia, un groupe [20] envisage, pour mesurer p-p à grand angle, de placer une cible d'hydrogène directement dans le faisceau de protons extraits.

Avec 1013 protons sur 1 m d'hydrogène, on obtient 100 événements par jour pour une section efficace de cm2/GeV2. La figure 14 montre que même dans l'hypothèse pessimiste d'une décroissance en Ils, on pourra mesurer la section différentielle p-p jusqu'à des transferts très élevés.

FIG. 14. - Section efficace différentielle aux grands angles.

En n- p la même figure compare une extrapolation pessimiste (dn/dt cc s - ~ ) à la limite expérimentale accessible avec le faisceau HEHR. A 100 GeV, on atteint encore la structure creux-bosse. Enfin, la diffusion arrière n- p sera, elle aussi, accessible à 100 GeV si le comportement en s-2 observé expéri- mentalement subsiste.

Il va de soi que l'utilisation de faisceaux aussi intenses pose un certain nombre de problèmes. On doit renoncer à signer les particules dans le faisceau incident - on les identifiera après diffusion. On doit renoncer à l'usage de bras d'analyse à petit angle comportant des chambres classiques à grande mémoire (1 ps) et avoir recours à des détecteurs rapides, scin- tillateur et chambres proportionnelles, faisant peut- être partie d'un spectromètre focalisant.

4.1.3 Distributions limites. - L'étude des distri- butions de particules isolées obtenues par une réaction inclusive a

+

+

4.1.4 « Scaliizg ». - On sait les surprises que nous a réservées la diffusion inélastique e-nucléon. D'abord sa valeur élevée, comme si la diffusion se faisait ponctuellement. Ensuite, le comportement de « sca- ling » [23] : si l'on écrit :