Le Plasma de Quarks et de Gluons 

Télécharger le fichier pdf d’un mémoire de fin d’études

Les interactions

La gravitation

C’est la seule interaction fondamentale a` ne pas ˆetre comprise dans le cadre du mod`ele standard. La gravitation poss`ede une intensit´ extrˆemement faible aux ´echelles microscopiques, environ 40 ordres de grandeur plus faibles que l’interaction forte. De fait, elle est jusqu’ici ind´etect´ee a` ces ´echelles. Le graviton est la particule postul´ee comme v´ehicule de l’interaction gravitationnelle. Cependant, sa section efficace d’in-teraction est si faible qu’aucun d´etecteur n’est capable de le d´etecter [27]. En revanche, la gravitation est comprise aux ´echelles macroscopiques par l’interm´ediaire de la relati-vit´e g´en´erale. L’unification du mod`ele standard avec la gravitation est un des domaine de recherche important dans la physique au-del`a du mod`ele standard [28, 29].

Les interactions electromagn´etiques et faibles

Ces deux interactions sont trait´ees ensemble dans le cadre de la th´eorie ´electro-faible. Les bosons vecteurs de l’interaction sont le photon pour l’interaction electromagn´etique et les bosons W ± et Z0 pour l’interaction faible [30, 31]. De plus, la th´eorie ´electrofaible pr´evoit l’existence d’un boson suppl´ementaire : le boson de Higgs [32]. Cette particule est n´ecessaire dans le mod`ele standard afin de conf´erer une masse aux bosons W et Z. De plus, son interaction avec les autres particules leur conf`ererait leur masse. Les exp´eriences ATLAS et CMS du LHC ont et´ con¸cues en pour le d´etecter, ainsi que pour explorer l’existence d’une physique au-del`a du mod`ele standard. A l’heure actuelle, c’est la seule particule du mod`ele standard `a ne pas avoir et´ detect´ee exp´erimentalement.

L’interaction forte

Dans le cadre du mod`ele standard, l’interaction forte est d´ecrite par la chromodyna-mique quantique (ou QCD : Quantum ChromoDynamic) [33, 34]. Les bosons vecteurs de cette interaction sont les gluons. C’est une interaction agissant seulement sur les particules poss´edant un degr´ de libert´ sp´ecifique : la charge de couleur, nomm´ee ainsi par analogie avec la vision humaine des couleurs. De toutes les particules pr´esen-t´ees pr´ec´edemment, seuls les quarks et les gluons poss`edent une charge de couleur. La charge de couleur d’un quark peut avoir trois valeurs : rouge, vert ou bleu. De mˆeme, un anti-quark peut ´egalement avoir trois couleurs, mais oppos´ees `a celle des quarks : cyan, magenta ou jaune. Enfin, les gluons poss`edent une combinaison d’une couleur et d’une anti-couleur, cr´eant huit types de gluons diff´erents. L’interaction forte regroupe les quarks en particules composites, qui poss`edent une charge de couleur nulle et sont appel´ees hadrons. Les quarks formant de tels hadrons interagissent entre eux conti-nuellement par l’´echange de gluons. On dit de ces hadrons qu’ils poss`edent une charge ”blanche”, c’est-`a-dire neutre du point de vue de l’interaction forte. Jusqu’`a pr´esent, seul deux types de hadrons ont et´ observ´es :
– Les baryons, compos´es de trois quarks en ´etat de singlet couleur (ou trois anti-quarks en ´etat de singlet couleur). Ces particules sont des fermions. Seuls deux types de baryons existent aux basses ´energies : les nucl´eons constituant le noyaux, c’est-`a-dire les protons et les neutrons.
– Les m´esons, compos´es d’un quark d’un anti-quark de couleur oppos´ee. Etant compos´es de deux particules de spin demi entier, les m´esons ont un spin entier et sont par cons´equent des bosons. Les pions (charg´es ou neutres), particules qui sont vus comme v´ehiculant l’interaction nucl´eaire entre les nucl´eons (qui est en fait un ph´enom`ene r´esiduel de l’interaction forte), sont un exemple de m´esons.
Ainsi, les quarks et gluons ´etant confin´es a` l’int´erieur de hadrons, ils ne sont pas ob-servables dans des conditions normales. Ce confinement est une propri´et´ sp´ecifique de l’interaction forte. En effet, au contraire des autres interactions, ce potentiel devient de plus en plus attractif lorsque la distance entre les quarks augmente, les empˆechant de se retrouver `a l’´etat libre. Cette propri´et´ rend impossible tous calculs a` basses ´energies. De mani`ere `a pouvoir faire des pr´edictions th´eoriques, de nombreuses m´ethodes ont du ˆetre d´evelopp´ees pour rendre possible les calculs. L’une de ces m´ethodes, la chro-modynamique quantique sur r´eseau [35] a permit de mieux ´evaluer la transition vers le plasma de quarks et de gluons et ses propri´et´es. A l’inverse, deux quarks proches l’un de l’autre ne ressentent quasiment aucune interaction : on parle alors de libert´ asymptotique [36]. Dans ce cas, des calculs pertubatifs deviennent alors possibles.

Le Plasma de Quarks et de Gluons

Le plasma de quarks et de gluons est un ´etat de la mati`ere nucl´eaire pr´edit apr`es la d´ecouverte de la libert´ asymptotique de la chromodynamique quantique. Il apparaˆıt `a des ´energies et densit´es de particules tr`es elev´ees (cf figure 1.1). Dans cet ´etat les quarks et les gluons ne seraient plus confin´es `a l’int´erieur des hadrons, mais ´evolueraient librement dans le plasma.
Il est possible de comparer le plasma de quarks et de gluons `a un plasma ´electro-magn´etique : le rˆole de l’interaction electromagn´etique et des photons est alors occup´e par l’interaction forte et les gluons. Lorsque la temp´erature d’un milieu de mati`ere hadronique augmente, le nombre de gluons augmente ´egalement. Une des grandeurs caract´eristiques d’un plasma est la rayon de Debye, c’est-`a-dire la longueur caract´e-ristique des interactions collectives. Ce rayon peut ˆetre interpr´et´ comme la distance moyenne pour laquelle deux particules se per¸coivent, c’est-a`-dire interagissent, dans le plasma. Pour la plasma de quarks et de gluons, cette grandeur est li´ee directement a` la temp´erarure par la formule (au premier ordre) [37] :λD = gT 2Nc + Nf avec g la constante de couplage de l’interaction forte, Nc le nombre de couleur et Nf le nombre de saveurs de quarks l´egers. Lorsque la temp´erature devient suffisamment elev´ee, le rayon de Debye devient de l’ordre de grandeur de la distance caract´eristique entre les quarks des nucl´eons. Ils cessent ainsi d’interagir entre eux, et se retrouvent libres dans le plasma.
Les conditions n´ecessaires `a la formation du plasma de quarks et de gluons ´etaient celles de l’univers jusqu’`a quelques microsecondes apr`es le Big Bang. Aujourd’hui, les conditions n´ecessaires a` la formation du plasma de quarks et gluons naturellement n’existeraient qu’au centre des ´etoiles `a neutrons, mais a` temp´erature nulle et tr`es haute pression [38].

Le plasma en laboratoire

Obtenir les conditions de temp´erature et de pression n´ecessaires a` la formation du plasma de quarks et de gluons n’est pas ais´e. La m´ethode utilis´ee est la collision d’ions lourds aux ´energies ultra-relativistes. Dans le monde, trois acc´el´erateurs de particules produisent de telles conditions.
– Le SPS au CERN. Dans le cadre des collisions d’ions lourds, il est utilis´e comme un acc´el´erateur de particules sur cible fixe. Les exp´eriences NA38[39] , NA50 [40] et NA60 [41] entre autres ´etaient d´edi´ees a` l’´etude du plasma de quarks et de gluons avec des collisions S – U, Pb – Pb et In – In. SPS peut atteindre des ´energies de collision par nucl´eon dans le centre de masse d’environ √sN N = 20 GeV pour les ions lourds. Il sert ´egalement `a acc´el´erer les particules avant de les injecter dans le LHC.
– Le RHIC a` BNL (Brookhaven National laboratory). C’est un collisionneur d´edi´ aux collisions d’ions lourds. Quatre exp´eriences y ont ou ont eu lieu : PHENIX [42], STAR [43], PHOBOS [44] et BRAHMS [45]. Les ions lourds utilis´es sont Cu et Au. Les exp´eriences PHENIX et STAR sont toujours en fonctionnement, alors que PHOBOS et BRAHMS ont cess´ leur prises de donn´ees en 2005 et 2006 respectivement. RHIC peut ateindre des ´energies de √sN N = 200 GeV par nucl´eon dans le centre de masse.
– Le LHC au CERN. C’est un collisionneur de particules, avec pour principal objec-tif la d´ecouverte du boson de Higgs, via les collisions p-p. Il poss`ede ´egalement un programme ions lourds avec des collisions Pb – Pb. Quatre principales exp´eriences ont lieu au LHC : ALICE, ATLAS, CMS et LHCb [46, 47, 48, 49]. ALICE est la seule exp´erience d´edi´ee aux ions lourds, alors que CMS et ATLAS poss`edent chacune un programme d’ions lourds. Le LHC permet d’atteindre pour l’heure des ´energies de collisions dans le centre de masse de √sN N = 2,76 TeV, pour les collisions d’ions lourds, avec une ´energie maximale pr´evue a` 5,5 TeV.

Sch´ema d’une collision

De part le grand nombre de particules pr´esentes et la complexit´e de l’interaction forte, les collisions d’ions lourds sont des ph´enom`enes complexes. Afin de comprendre le d´eroulement d’une collision, on la d´ecompose en quatre phases (cf figure 1.2).
1. La premi`ere ´etape de la collision est le croisement des deux ions. Au LHC, leur temps de croisement typique est de l’ordre de 0,01 fm·c−1. Durant cette phase ont lieu les collisions directes, c’est `a dire des collisions parton – parton. Ces collisions vont donner lieu a` deux types de processus, g´en´eralement diff´erenci´es par l’impulsion des particules produites :
– Les processus durs (Q > 2 – 3 GeV·c− 1). Ils produisent des gerbes de particules, des photons, des quarks lourds (c ou b) et des bosons de jauge (W ± et Z0).
– Les processus mous (pT < 2 – 3 GeV·c−1). Ils produisent une multitude de quarks l´egers et de gluons. Ces particules formereraient, apr`es thermalisation, un milieu de temp´erature elev´.
2. La seconde phase s’´etend environ jusqu’`a 1 fm·c−1. Durant cette p´eriode, un milieu thermalis´ se forme, produit par les quarks l´egers et gluons cr´e´es pr´ec´edemment. C’est ce milieu qui peut ˆetre consid´er´ comme le plasma de quarks et de gluons, et que nous devons essayer de caract´eriser exp´erimentalement. C’est ´egalement a` ce moment que les particules issues des ph´enom`enes durs vont commencer a` interagir avec le milieu. Ces diverses interactions vont fournir certaines sondes pour la mise en ´evidence et l’´etude du plasma de quarks et de gluons.
3. La troisi`eme phase se d´eroule entre 1 fm·c−1 et 10 fm·c−1 environ. Le syst`eme subit une expansion thermodynamique, qui va conduire `a son refroidissement. Ce refroidissement implique que les conditions d’existence du plasma de quarks et de gluons ne sont plus satisfaites. Les quarks et les gluons vont alors a` nouveau se regrouper en hadrons : c’est l’hadronisation. Le gaz hadronique ainsi form´e est principalement compos´e de pions et de kaons.
4. Enfin, apr`es 10 fm·c−1, le milieu continue a` se dilater et se `a refroidir. La distance entre les particules s’accroit, conduisant a` deux ph´enom`enes. Tout d’abord, le gel chimique, lorsque les particules sont trop eloign´ees pour que des collisions in´elastiques entre elles aient lieu. Ensuite, le gel cin´etique, lorsque la distance entre particules devient telle que mˆeme les collisions ´elastiques disparaissent.
Lors d’une collision d’ions lourds, de l’ordre du millier de particules sont produites. Ces particules contiennent les informations a` propos de cette collision, comme son ´etat initial ou son ´energie. Il est donc n´ecessaire de d´etecter et d’identifier efficacement ses particules.

Table des matières

1 Le Plasma de Quarks et de Gluons 
1.1 Le mod`ele standard
1.1.1 Les particules fondamentales
1.1.2 Les interactions
1.2 Le plasma en laboratoire
1.2.1 Sch´ema d’une collision
1.2.2 D´etection du plasma
1.2.3 Taux de production des quarkonia
1.3 La mise en ´evidence du plasma par ALICE
2 L’exp´erience ALICE au LHC 
2.1 Pr´esentation g´en´erale d’ALICE
2.1.1 Le tonneau central et les d´etecteurs globaux
2.1.2 Le bras dimuon
2.2 Reconstruction des donn´ees et simulation
2.2.1 La prise de donn´ees
2.2.2 Reconstruction d’une trace dans le spectrom`etre `a muon
2.2.3 Les simulations dans ALICE
2.3 Conclusion
3 Estimation de l’efficacit´e des chambres de trajectographie `a partir des donn´ees r´eelles 
3.1 Acceptance et efficacit´e du spectrom`etre `a muons
3.1.1 L’acceptance
3.1.2 L’efficacit´e
3.2 Efficacit´e des chambres de trajectographie `a partir des donn´ees
3.2.1 M´ethode
3.2.2 Efficacit´e en fonction de la position
3.2.3 Limites du calcul d’efficacit´e
3.3 Simulations r´ealistes
3.4 La RejectList
3.4.1 Donn´ees r´eelles
3.4.2 Simulations
3.5 Evolution de l’efficacit´e des chambres de trajectographie durant les premi`eres prises de donn´ees d’ALICE
3.5.1 Les donn´ees de 2009
3.5.2 Les donn´ees de 2010
3.6 Conclusion
4 S´election des traces par la m´ethode impulsion – distance d’approche minimale 
4.1 La distance d’approche minimale
4.1.1 Distribution du DCA en fonction de l’origine des traces reconstruites
4.1.2 Influence de l’absorbeur sur la distribution du DCA
4.1.3 Les distributions attendues du produit impulsion-DCA
4.2 Application de la m´ethode impulsion-DCA
4.2.1 Remarques pr´eliminaires
4.2.2 Ajustement des donn´ees r´eelles
4.2.3 Comparaison avec les simulations
4.2.4 R´esultats
4.3 Conclusion
5 ´Evaluation de la multiplicit´e dans l’exp´erience ALICE 
5.1 Int´erˆet physique
5.1.1 Les collisions p-p au LHC
5.1.2 Sc´enarios possibles
5.2 La multiplicit´e dans ALICE
5.2.1 Les estimateurs de multiplicit´e dans le tonneau central
5.2.2 La multiplicit´e dans cette ´etude
5.3 Les ´ev´enements d’empilement
5.3.1 L’empilement dans ALICE
5.3.2 Effet de l’empilement sur le nombre d’´ev´enements minimum bias
5.3.3 Effet de l’empilement sur la multiplicit´e
5.4 Conclusion
6 Taux de production des muons simples et J/ψ en fonction de la multiplicit´e dans les collisions pp `a 7 TeV 
6.1 S´election des ´ev´enements et des traces
6.1.1 La multiplicit´e
6.1.2 S´election des traces
6.2 Taux de production de J/ψ
6.2.1 Extraction du signal
6.2.2 Section efficace de production J/ψ
6.2.3 Erreurs syst´ematiques
6.2.4 Extraction du signal par tranche en multiplicit´e
6.2.5 Taux de production relatif en fonction de la multiplicit´e
6.3 Les muons simples
6.3.1 Comparaison entre muons simples et J/ψ
6.4 Conclusion
A Analyse des donn´ees relatives au rayonnement cosmique
A.1 Le rayonemment cosmique dans ALICE
A.1.1 Les donn´ees cosmiques
A.1.2 Les particules cosmiques
A.1.3 Donn´ees analys´ees
A.2 Distributions angulaires
A.2.1 Simulations de rayonnememt cosmique
A.2.2 Distributions angulaires corrig´ees
A.3 Conclusion
B Article ”J/ψ Production as a Function of Charged Particle Multiplicity in pp Collisions at √s = 7 TeV”

Télécharger le rapport complet