THESE

SOUTENANCE DE THÈSE
Mesure de la section efficace
d'électroproduction de photons sur le neutron
à Jefferson Lab
Camille Desnault – 17 Septembre 2015

17 Septembre 2015 Université Paris-Sud
SOUTENANCE
DE THÈSE
2
• Introduction
• Calibration en énergie du calorimètre
• Sélection des données d'analyse :
– Contrôle de la qualité des données
– Sélection des données DVCS
– Sélection des données DVCS neutron
• Extraction des observables :
– Méthode d'extraction
– Résultats d'analyse : sections efficaces, observables extraites
– Etude systématique
• Conclusions / Perspectives
Plan

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3
Introduction
• Exemples de diffusion d'électrons :
– Diffusion élastique
– Diffusion profondément inélastique
– Diffusion Compton profondément virtuelle
Q² = -(e-e')²
N
e
e'
γ*
• Comprendre la matière à sa plus petite échelle
– Molécule Atome→
– Noyau de l'atome Nucléon (début du→
XXème siècle)
• Etude de la structure interne des nucléons
– Partons (quarks, gluons) (dès 1950)
• Outil puissant pour sonder la structure interne
des nucléons :
– Diffusion d'électrons sur le nucléon
• Caractérisées par Q² :
– Transfert d'impulsion de l'électron e au nucléon N
– Virtualité du photon γ* de l'interaction e N↔
– Résolution de la sonde

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• Diffusion élastique :
e (k) + N (p) e' (k') + N' (p')→
Contexte Théorique (1/4)
• Facteurs de Forme (FF):
Transformées de Fourier des distributions spatiales
de charge et magnétisation du nucléon
Traduit la nature non-ponctuelle du nucléon
Q² = -(k-k')²
t = (p'-p)²
• Diffusion profondément inélastique :
e (k) + N (p) e' (k') + X→
• Fonctions de distributions de partons (PDF):
Densités de probabilité de trouver un parton de
fraction x d'impulsion longitudinale du nucléon
Q² = -(k-k')² >> M²
W² = (p+q1
)² >> M²
• x = variable de Bjorken : XB = Q² / 2 (p.q1
)
t : transfert d'impulsion au carré du nucléon
t = - Q²
M : masse du
nucléon
W² : masse invariante au carré de l'état final X

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• Diffusion Compton Profondément Virtuelle (DVCS) :
e (k) + N (p) e' (k') + N' (p') +→ γ (q2
)
Δ² = t = (p'-p)²
Q² = -(k-k')²
Régime perturbatif
Régime non-perturbatif
• A grand Q² (Q² >> M²) :
Théorème de factorisation :
Séparation de l'amplitude DVCS
en deux parties “dure” et “molle”
• Distributions généralisées de partons
(GPDs):
Corrélation entre les distributions spatiale
transverse et d'impulsion longitudinale du
quark dans le nucléon
4 GPDs : Hq
(x,ξ,t) Eq
(x,ξ,t) Ĥq
(x,ξ,t) Êq
(x,ξ,t)
Définies pour chaque saveur de quark q
Correspondent aux différentes
configurations d'hélicités quark-nucléon
• x-ξ (x+ξ) : fraction d'impulsion longitudinale initiale
(finale) du quark dans le nucléon
Diagramme du
DVCS
(ordre et twist
dominants)

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• Des observables aux GPDs :
CI
(F ) = F1 H +
xB
2−xB
(F1+F2) ̃H − Δ2
4M
2
F2 E
Observable = Combinaison de Facteurs de Forme Compton (CFFs)
E=P ∫0
1
dx (
1
x−ξ
+
1
x+ξ
)[E(x, ξ,t)−E(−x ,ξ,t)]−i π[E(ξ,ξ,t)−E(−ξ,ξ, t)]
ℝe E ℑm E
Facteur de Forme Compton (CFF) = Fonction de convolution de GPDs
• F2 >> F1 : Contribution de la GPD E importante dans les données DVCS neutron

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• DVCS sur le neutron :
– Permet la séparation des GPDs de saveurs de quarks différentes :
1
2
∫−1
1
dx x [Hq
(x ,ξ,t=0) + Eq
(x,ξ ,t=0)] = Jq
1
2
=
1
2 ∑
q
Δq +∑
q
Lq
+ Jg
Règle de somme de Ji
Puzzle du spin du nucléon
Contribution de spin
des quarks q
Moment angulaire
orbital des quarks q
Moment angulaire des quarks q
25 % du spin du nucléon ???
– Sensibilité à la GPD E qui permet la mesure du moment angulaire des quarks Jq
Hp
(ξ ,ξ,t)=
4
9
Hu
(ξ,ξ ,t)+
1
9
Hd
(ξ ,ξ,t) H
n
(ξ ,ξ ,t)=
4
9
H
d
(ξ ,ξ,t)+
1
9
H
u
(ξ ,ξ ,t)

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• Contraintes expérimentales vers l'accès aux GPDs :
– GPDs interviennent dans l'amplitude DVCS
– Pas de mesure directe de l'amplitude DVCS à cause de son interférence
avec le Bethe-Heitler (BH)
– Mesure de l'amplitude totale du processus en e'n'→ γ :
Théorie Expérience (1/4)↔
σ(en→e'n'γ) ∝∣DVCS∣2
(GPD2
) + ∣BH∣2
(FF2
) + I(DVCS.BH)(FF⋅GPD)
Dépend des GPDs
du neutron
Dépend des FF
du neutron
Diagrammes du BH :
Diffusion élastique avec émission d'un γ par
l'électron incident ou diffusé
Dépend des FF et
GPDs du neutron

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• Accès aux GPDs via la mesure de σ(en e'n'→ γ) non-polarisée :
– Soustraction de la contribution connue du BH (dépend des FF du nucléon)
(GPD2
) + ∣BH∣2
(FF2

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– Extraction des observables des amplitudes |DVCS|² et I(DVCS.BH)
∣DVCS∣
2
= Γ
DVCS
c0
DVCS
+ Γ
DVCS
c 1
DVCS
cos(φ)
I(DVCS.BH) = Γ
I
c 0
I
+ Γ
I
c1
I
cos(φ) + Γ
I
c2
I
cos(2 φ)
(GPD2
) + ∣BH∣2
(FF2
Dépendance angulaire des
termes |DVCS|² et I(DVCS.BH)
• Angle Φ entre les deux plans du processus eN e'N'→ γ :
– Plan leptonique (e e' +→ γ*)
– Plan hadronique (γ* N' +→ γ)

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∣DVCS∣
2
= Γ
DVCS
c0
DVCS
+ Γ
DVCS
c 1
DVCS
cos(φ)
I(DVCS.BH) = Γ
I
c 0
I
+ Γ
I
c1
I
cos(φ) + Γ
I
c2
I
cos(2 φ)
(GPD2
) + ∣BH∣2
(FF2
c0
I
= Γ0 ⋅ℝe CI
(F ) + Γ0 '⋅[ℝe CI
(F )+ℝe ΔCI
(F )]
c1
I
= Γ1⋅ℝe CI
(F )
c2
I
= Γ2⋅ℝe CI
(Feff )
Harmoniques
• 3 Observables à extraires :
Parties réelles de combinaisons de CFFs

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∣DVCS∣
2
= Γ
DVCS
c0
DVCS
+ Γ
DVCS
c 1
DVCS
cos(φ)
I(DVCS.BH) = Γ
I
c 0
I
+ Γ
I
c1
I
cos(φ) + Γ
I
c2
I
cos(2 φ)
(GPD2
) + ∣BH∣2
(FF2
Même contributions angulaires des observables
des termes |DVCS|² et I(DVCS.BH)

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– Extraction d'observables effectives selon Φ :
σ (en→e'n'γ) ∝ Γ
I +DVCS
c0
I+DVCS
+ Γ
I+DVCS
c1
I +DVCS
cos(φ) + Γ
I
c2
I
cos(2φ)
σ(en→e'n'γ) ∝ ΓDVCS
Eb
2
⋅∣DVCS∣2
+ ΓI
Eb
3
⋅I(DVCS.BH)
– Séparation des termes |DVCS|² et I(DVCS.BH) selon Eb :
Combinaison d'observables du |DVCS|² et I(DVCS.BH)
• Accès aux GPDs :
– Mesure de la section efficace non-polarisée pour deux énergies de faisceau Eb :
• Extraction des parties réelles de combinaisons de CFFs des termes |DVCS|² et I(DVCS.BH)
selon leurs dépendances angulaires
– Analyse combinée des mesures des sections efficaces aux deux énergies de faisceau Eb :
• Séparation des observables des termes |DVCS|² et I(DVCS.BH)

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• Expérience DVCS dans le Hall A à Jefferson Lab (Virginie,USA) :
Contexte Expérimental (1/4)
Faisceau incident
d'électrons e Ligne de
faisceau
Calorimètre
électromagnétique
=
Détection des
photons γ émis
Spectromètre de
Haute Résolution
(HRS)
=
Détection des
électrons diffusés e'
• Identification du nucléon de recul N' par
reconstruction de sa masse au carré :
Cibles LH2 / LD2
alternées de 1 à 2 jours
MX
2
= (k−k '+p−q2)
2
• Mesure en double
coïncidence e' + γ
• Prise de données de
3 mois en 2010

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• Cinématiques de l'expérience pour la mesure de σ(eN e'N'→ γ) :
• Mesure à deux cibles LH2 + LD2 (= soustraction des données DVCS proton) :
• Mesure à deux énergies de faisceau Eb (= séparation en énergie du terme |DVCS|²)
Kin1Low Kin1High Kin2Low Kin2High Kin3Low Kin3High
Q² (GeV²) 1.5 1.75 2.0
xB 0.36 0.36 0.36
Eb (GeV²) 3.36 5.55 4.45 5.55 4.45 5.55
Cibles LH2 LH2 + LD2 LH2
Cinématiques du DVCS
sur le neutron
D(e ,e ' γ) X−H(e ,e' γ) X
• Mesure de sections efficaces à XB fixé
[p(e,e ' γ) X+n(e,e' γ) X+d(e,e' γ) X]−[p(e,e' γ) X]

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• Séparation expérimentale des données DVCS neutron et deuton :
D(e ,e ' γ) X−H(e ,e' γ) X
[p(e,e ' γ) X+n(e,e' γ) X+d(e,e' γ) X]−[p(e,e' γ) X]
MX
2
(d) ≃ MX
2
(n)+
t
2
• Séparation en Mx² des données
expérimentales neutron (n) et
deuton (d) :
– Binning en Mx²
• Distributions en Mx² des données
des simulations neutron (n) et
deuton (d) différentes :
Simulation neutron
Simulation deuton

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• Variables cinématiques d'un point de vue expérimental :
– Calorimètre centré par rapport au photon virtuel γ*
Vers le Spectromètre
Φ = Angle azimutal
entre les trajectoires des
photons γ et γ*
t α Angle polaire entre
les trajectoires des
photons γ et γ*
XB = Q² / 2M(Eb-Ee')

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Calorimètre DVCS
• Caractéristiques du calorimètre DVCS :
– 16x13 = 208 cristaux de PbF2
– Cristaux de 3x3x18.6 cm3
– Propriétés des cristaux :
• Milieu Cerenkov
• Courte longueur de radiation :
– X0 = 1/20 longueur des cristaux
• Faible rayon de Molière : 2.2 cm
– Gerbe électromagnétique dans 9 blocs
– Résolution en position : 2-3 mm
– Résolution en énergie : ~ 5 % / √E
• Electronique logique d'acquisition des données
(traiter l'empilement):
– Convertisseur analogique-numérique (FADC) :
• Numérisation des signaux
• Groupement des signaux (fonction logique)
– Echantillonneur-bloqueur (ARS) :
• 128 échantillons de 1ns
Mémorisation de la forme du signal sur 128 ns
• Expérience DVCS réalisée à grande
luminosité : L = 1037
cm-2
.s-1

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Analyse du calorimètre
• Analyse en forme :
Déterminer les temps d'arrivée et
amplitudes des impulsions dans chaque
fenêtre (ARS) de 128 ns de chacun des
blocs
→ Séparer des photons proches en temps
• Algorithme de groupement des blocs :
Définir les zones de dépôts d'énergies de chaque
photon dans une certaine fenêtre en temps (6ns)
→ Reconstruire la position exacte d'impact et le
temps d'arrivée de chaque photon
• Calibration en énergie :
Convertir les amplitudes des impulsions de chaque bloc en unité d'énergie (GeV)
→ Reconstruire l'énergie déposée par chaque photon

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Calibration du Calorimètre (1/6)
χ
2
=∑
j=1
N
(Ej
ref
−Ej
m
)
2
• Principe de la calibration :
Minimiser la différence entre énergie mesurée Em
et énergie connue Eref
Ej
m
=∑
i=0
207
Ci⋅Aj
i
Amplitude des
impulsions du bloc i
pour l'évènement j
Coefficient de
calibration du
bloc i
∂ χ2
∂Ck
=0
∑
i=0
207
[∑
j =1
N
Aj
i
Aj
k
]Ci = ∑
j=1
N
Ej
ref
Aj
k
Matrice symmétrique
(208x208)
à inverser pour obtenir
les 208 coefficients Ci
• Calibration possible si tous les
blocs du calorimètre ont
mesuré des impulsions
Issue de 2 méthodes de
calibrations
Somme sur les N évènements j

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Ee'
ref
=Eb +Mp−Ep'
• Calibration élastique (ep e'p')→ :
basée sur la reconstruction de l'énergie de l'électron diffusé e'
Spectromètre
Calorimètree'
e
p'
Energie du
proton p'
Energie du
faisceau
– Polarité du spectromètre inversée pour la détection du proton p'
– Prise de runs dédiés à la configuration élastique :
• 3 sessions de calibrations élastiques
Cible LH2 Masse du
proton p
Energie connue de l'électron diffusé e' :

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• Calibration π⁰ (ep e'p'→ π⁰ e'p'→ γγ) :
basée sur la reconstruction de l'énergie du pion π⁰
– Sélection des évènements à 2 photons détectés
– Assure l'exclusivité des évènements par des coupures en Mx² et Minv
– Groupes de calibration de 1 à 2 jours :
• Assurer la statistique nécessaire à la procédure de minimisation
– Même configuration expérimentale que DVCS
– Utilisation des runs de production du DVCS :
• Calibration π⁰ en continue
– Permet de prendre en compte le
noircissement des cristaux avec l'exposition à
la radiation
Spectromètre
Calorimètre
e'
Cible
LH2/LD2
γ+γ
e

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• Angle fait intervenir l'impulsion du π⁰ reconstruite à partir de qγ1 et qγ2 des
photons issus de sa décroissance
• qγ1 et qγ2 dépendent de la calibration : calibration π⁰ sur plusieurs itérations
– Considère les valeurs connues :
Energie connue du pion π⁰ :
cosθ=
⃗qγ∗⋅ ⃗qπ
0
∥ ⃗qγ∗∥⋅∥ ⃗qπ
0∥
– Considère la position du π⁰ dans le
calorimètre :
• meilleure résolution en position qu'en
énergie
– Suppose l'angle θ entre π⁰ et γ* connue
Spectromètre
Calorimètre
e'
Cible
LH2/LD2
γ+γ
e
θ
γ*
• Mx² ~ Mp² ~ 0.88 GeV²
• Minv ~ Mπ⁰ ~ 0.135 GeV

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• Test d'efficacité de la calibration π⁰ :
– Positions en Mx² et Minv plus proches des valeurs attendues Mp² et Mπ⁰
– Largeurs en Mx² et Minv plus étroites
Positions des pics Largeurs des pics
Avant calibration Après calibration
0.135 GeV
0.88 GeV²
Mx²
Minv
Numéros des runs
Numéros des runs
Numéros des runs
Numéros des runs

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25
• Test de fiabilité de la calibration π⁰ :
– Comparaison des positions de pics de Mx² et Minv après calibration avec
une analyse parallèle (Meriem Ben Ali)
Analyse parallèle Cette analyse
Mx²
0.88 GeV²
Minv
0.135 GeV
Différences relatives < 2 %
Différences relatives < 1 %
Numéros des runs
Numéros des runs

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Contrôle des Données
• Contrôle de la qualité des données :
→ Rejet des données si :
– Taux de comptage anormaux, temps mort trop élevé (~3% runs)
– Spectres en énergie et en temps d'arrivée irréguliers des impulsions dans
le calorimètre (~3% runs) …
Spectres en temps d'arrivée des impulsions
dans différents blocs du calorimètre
Spectre attendu
Spectre irrégulier
Spectre irrégulier
Spectre bruité :
problème électronique
Temps d'arrivée le plus
probable décalé :
problème d'initialisation
du système
d'acquisition
• A l'issu du contrôle de qualité :
~ 10 % des runs ont été rejetés
temps (ns)
temps (ns)
temps (ns)

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27
Sélection des Données (1/6)
• Données brutes :
Evènements définis par la détection de photon(s) dans le calorimètre dans la
fenêtre d'acquisition ARS déclenchée par l'arrivée d'un électron dans le
spectromètre
eN e'→ N'γ
+
eN e'N'→ π⁰ → e'N'γγ
+
eN e'N'→ π⁰γ → e'N'γγγ
+
...
• Données brutes en coïncidence : eN e'→ Xγ
DVCS
Contaminations π⁰
Canaux associés
au DVCS
Distribution en Mx² :
MX
2
≥ (MN)2
∼ 0.88GeV2
MX
2
(DVCS) = (MN )2
∼ 0.88GeV2
MX
2
≥ (MN+Mπ0 )2
∼ 1.15GeV2

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28
spectromètre
eN e'→ N'γ
+
+
+
...
DVCS
Canaux associés
au DVCS
MX
2
≥ (MN)2
∼ 0.88GeV2
MX
2
(DVCS) = (MN )2
∼ 0.88GeV2
MX
2
≥ (MN+Mπ0 )2
∼ 1.15GeV2

SOUTENANCE
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29
• Soustraction des contaminations (eN e'N'X→ γ) du DVCS :
– Soustraction des canaux associés au DVCS avec Mx² ≥ 1.15 GeV² :
+
...
MX
2
= (MN+Mπ0 )2
∼ 1.15GeV2
MX
2
⩾1.15GeV2
1.15

SOUTENANCE
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30
spectromètre
eN e'→ N'γ
+
+
+
...
DVCS
Canaux associés
au DVCS
MX
2
≥ (MN)2
∼ 0.88GeV2
MX
2
(DVCS) = (MN )2
∼ 0.88GeV2
MX
2
≥ (MN+Mπ0 )2
∼ 1.15GeV2

SOUTENANCE
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31
• Soustraction des contaminations (eN e'N'X→ γ) du DVCS
– Soustraction des contaminations π⁰ à 1 photon détecté :
eN e'N'→ π⁰ e'→ N'γγ
Evènement π⁰ à 2 photons détectés
eN e'N'→ π⁰ e'→ N'(γ)γ
Evènement π⁰ à 1 photon détecté
Contamination du DVCS à
soustraire des données brutes
eN e'N'→ π⁰ → e'N'(γ)γ MX
2
≥ (MN)2
=MX
2
(DVCS)
Décroissance du π⁰ en deux photons :
π⁰ pères
contaminations π⁰

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32
Evènements à 2
photons détectés
(π⁰ pères)
Evènements à 1
photon détecté
(DVCS +
contaminations π⁰)
-
N0 0→ γ détecté
N2 2→ γ détectés
Simulation
MC
N Décroissances aléatoires
par π⁰ père
+ Projection des γ sur la
surface du calorimètre
2
≥ (MN)2
=MX
2
(DVCS)
Evènements à 1
photon détecté
(DVCS +
contaminations π⁰)
Décroissance du π⁰ en deux photons :
π⁰ pères
contaminations π⁰

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~ 20 à 35 %
des données
brutes
2
≥ (MN)2
=MX
2
(DVCS)

SOUTENANCE
DE THÈSE
34
• Soustraction des coïncidences fortuites :
– Evènements fortuits à 2 photons détectés (= fortuites du π⁰)
~ 3 à 8 %
des données
brutes

SOUTENANCE
DE THÈSE
35
spectromètre
eN e'→ N'γ
+
+
+
...
DVCS
Canaux associés
au DVCS
MX
2
≥ (MN)2
∼ 0.88GeV2
MX
2
(DVCS) = (MN )2
∼ 0.88GeV2
MX
2
≥ (MN+Mπ0 )2
∼ 1.15GeV2

SOUTENANCE
DE THÈSE
36
– Sélection en temps d'arrivée des photons :
• Evènements fortuits à 1 photon détecté (= fortuites du DVCS)
• Détection en continu de photons non issus du vertex de l'électron (= Fortuites)
• Soustraction des fortuites par sélection des évènements hors-coïncidence
Evènements en
coïncidences :
DVCS + Fortuites
Fortuites
Hors-coïncidence
[5,11]ns
Spectre en temps d'arrivée des
photons dans le calorimètre
En coïncidence
[-3,3]ns

SOUTENANCE
DE THÈSE
37
• Evènements fortuits à 1 photon détecté (= fortuites du DVCS)
~ 15 à 40 %
des données
brutes

SOUTENANCE
DE THÈSE
38
• Soustraction du bruit de fond au DVCS :
– Résultats de la soustraction du bruit de fond :
Données DVCS : ~ 45 à 55 % des données brutes

SOUTENANCE
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Soustraction du DVCS proton (1/3)
• Soustraction des données DVCS des cibles LD2-LH2 :
Sélection des évènements DVCS sur neutron et deuton
– Ajout du moment de Fermi aux données LH2 :
• Prend en compte le mouvement initial du proton dans la cible LD2
D(e ,e ' γ) X−H(e ,e' γ) X
[p(e , e ' γ) X+n(e ,e' γ) X+d(e ,e ' γ) X]−[p(e, e ' γ) X]
p=(M,⃗0) p=(Ef , ⃗pf) avec Ef=M2
+∣⃗pf∣2
– Normalisation des données de chaque cible :
• Luminosité intégrée de chaque cinématique
D(e ,e' γ) X −
LLD2
LLH2
H(e ,e ' γ) X

SOUTENANCE
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40
– Résultats de la soustraction des données des cibles LD2-LH2 :
D(e ,e ' γ) X−H(e ,e' γ) X
Données DVCS neutron-deuton :
~ 1/3 des données D(e,e'γ)X

SOUTENANCE
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41
– Comparaison des résultats de la soustraction avec une analyse
parallèle (Meriem Ben Ali) avec :
• Calibration en énergie du calorimètre différente
• Simulation pour la soustraction des contaminations π⁰ différente
Kin2Low
~ 10 % de différence relative
Kin2High
~ 8 % de différence relative

SOUTENANCE
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42
dσp
dQ
2
dxB dtdφ
= ∑p =n ,d
Γp
BH
+Γ1,p
I
⋅ℝe Cp
I
(F )+Γ2,p
I
⋅ℝe ΔCp
I
(F )+Γ3,p
I
⋅ℝe Cp
I
(F
eff
)
Nbin=L ∫evt∈bin
dσp
dΩ
dΩ
Méthode d'Extraction (1/2)
• Méthode :
Mesure du nombre d'évènements expérimentaux par bin cinématique
Section
efficace
différentielle
• Paramétrisation effective de la section efficace non-polarisée :
Combinaison linéaire de facteurs cinématiques Γ et d'observables C (dépendantes des GPDs)
{
Γ
BH
Γ1,p
I
Γ2,p
I
Γ3,p
I }→f (Q
2
, xB ,t,φ)
• Facteurs cinématiques
sont calculables en
fixant les variables
cinématiques
(Q², xB, t, Φ)
{
ℝe Cp
I
(F )
ℝe ΔCp
I
(F )
ℝe Cp
I
(F
eff
)
}→f (xB ,t)
• Extraction des
observables en
fonction de t
en fixant xB

SOUTENANCE
DE THÈSE
43
• Méthode :
Luminosité Angle solide : dΩ=dQ2
dxB dtdφSection
efficace
différentielle Variables
cinématiques sur
lesquelles binner
et intégrer dσ
Angle solide : Acceptance cinématique
des détecteurs
Nbin=L ∫evt∈bin
dσp
dΩ
dΩ
Total fort1 fort2
π⁰ DVCS
Exemple d'un bin en t
et en Mx²
5 bins en t
20 bins en Mx²
24 bins en Φ

SOUTENANCE
DE THÈSE
44
• Méthode :
Luminosité Angle solide : dΩ=dQ2
dxB dtdφSection
efficace
différentielle Variables
cinématiques sur
lesquelles binner
et intégrer dσ
Nbin=L ∫evt∈bin
dσp
dΩ
dΩ
xexp={Q
2
, xB ,t,φ}exp
Variables générées au
vertex de la réaction
Variables reconstruites aux
détecteurs (ou expérimentales)
xgen={Q
2
,xB , t,φ}gen
• Reconstruction expérimentale des variables cinématiques dépend de
la résolution des détecteurs
• Simulation prend en compte la résolution des détecteurs :

SOUTENANCE
DE THÈSE
45
• Méthode :
Ajustement des nombres d'évènements de la simulation à ceux de l'expérience
χ
2
=∑
bin
(Nbin
exp
−Nbin
MC
)2
(σbin
exp
)
2
• Extraction des observables C (par bin en t)
selon :
– Contributions en Mx²
(différentes entre neutron et deuton)
– Contributions en Φ
(différentes entre 3 observables de chaque particule)
• Reconstruction de la section efficace
(par bin en t et Φ) :
– À partir des observables C extraites
Total simu neutron
Total simu deuton
Total simulations
Expérience
Exemple d'un bin en t et en Mx²
Ajustement global
sur tous les bins

SOUTENANCE
DE THÈSE
46
Résultats d'Analyse (1/2)
• Mesures de sections efficaces d'électroproduction de photons :
Kin2Low
• Observations :
– Section efficace neutron supérieure à la contribution BH :
• Contribution positive du DVCS sur neutron au-delà du BH
– Section efficace deuton compatible avec zéro
Sections efficaces calculées aux valeurs des milieux des bins en t

SOUTENANCE
DE THÈSE
47
• Observations :
– Section efficace neutron à
petit |t| jusqu'à 2σ supérieure
au BH (à Φ~180°)
– Section efficace neutron
diminue à grand |t|
Kin2Low

SOUTENANCE
DE THÈSE
48
Etude Systématique (1/2)
• Etude de stabilité des résultats de l'analyse (neutron) :
– Valeurs des observables en fonction du nombre de bins en t
• Observations :
– Observables à 2 bins en t sont compatibles avec observables à 5 bins en t
– Erreurs statistiques sont plus étroites avec des bins plus larges en t
Kin2Low

SOUTENANCE
DE THÈSE
49
Etude Systématique (2/2)
• Etude de stabilité des résultats de l'analyse (neutron) :
– Mesure de la section efficace en fonction de l'intervalle en Mx²
• Observations :
– Déviations systématiques sont du même ordre pour tous les bins en t
– Déviations systématiques restent du même ordre que les erreurs statistiques
0
0
Kin2Low

SOUTENANCE
DE THÈSE
50
Conclusion
• Conclusion :
– Calibration π⁰ du calorimètre efficace et fiable
– Contrôle de la qualité des données brutes
– Sélection des données DVCS neutron par :
• Soustraction du bruit de fond
• Soustraction des données DVCS proton
– Premières mesures de sections efficaces non-polarisées d'électroproduction
de photons :
• Sur neutron et deuton
• Pour deux énergies de faisceau
– Première extraction des parties réelles des combinaisons de CFFs du
neutron et du deuton issues du terme I(DVCS.BH)

SOUTENANCE
DE THÈSE
51
Perspectives (1/2)
• Perspectives :
– Amélioration des erreurs systématiques :
• Extraire la section efficace neutron seule
(contrainte : section efficace deuton imposée comme nulle)
• Meilleure dégradation de la résolution en énergie du calorimètre dans
la simulation
• Ajustement par un modèle du spectre en Mx² pour prendre en
compte des contaminations non-exclusives au DVCS sur neutron
– Séparation du terme |DVCS|² par analyse combinée des mesures des
sections efficaces aux deux énergies de faisceau
– Comparaison avec les prédictions théoriques
• Contraindre les modèles théoriques

SOUTENANCE
DE THÈSE
52
Perspectives (2/2)
• Perspectives :
– Expériences à 12 GeV de Jefferson Lab :
• DVCS proton du Hall A :
– Q² > 2 GeV²
– XB variable (étude de la
dépendance en ξ)
• DVCS neutron du Hall B :
– Mesures d'asymétries d'hélicité du faisceau, cible
(longitudinalement polarisée) et doubles asymétries
– Détecteur central neutron dans CLAS12

SOUTENANCE
DE THÈSE
53
Merci de votre attention

SOUTENANCE
DE THÈSE
54
Back-up

SOUTENANCE
DE THÈSE
55
• Observations :
– Section efficace neutron à
petit |t| jusqu'à 2σ supérieure
au BH (à Φ~180°)
– Section efficace neutron
diminue à grand |t|
Kin2High

SOUTENANCE
DE THÈSE
56
Calibration du Calorimètre
χ2
=∑
j=1
N
(Ej
ref
−Ej
m
)2
• Principe de la calibration :
Minimiser la différence entre énergie mesurée Em
et énergie de référence Eref
∂ χ2
∂Ck
=0
∑
i=0
207
[∑
j =1
N
Aj
i
Aj
k
]Ci = ∑
j=1
N
Ej
ref
Aj
k
M matrice symmétrique
(208x208)
à inverser pour obtenir
les 208 coefficients Ci
∑
j=1
N
Aj
i
=0 → ∑
j=1
N
Aj
i
Aj
k
=0 (∀ k)
• Si amplitude d'un bloc i est nulle :
– Det (M) = 0
– M est non inversible
– Calibration est impossible

SOUTENANCE
DE THÈSE
57
– Test d'efficacité de la calibration π⁰ :
Comparaison avant/après calibration des
positions et largeurs des pics des
distributions en Mx² et Minv
Mx²
Minv
Ajustement par une gaussienne des
pics des spectres Mx² et Minv
– Considère les valeurs connues de
Mx² et Minv :
• Mx² ~ Mp² ~ 0.88 GeV²
• Minv ~ Mπ⁰ ~ 0.135 GeV
Energie connue du pion π⁰ :

SOUTENANCE
DE THÈSE
58
Sélection des Données
• Soustraction du bruit de fond au DVCS :
– Coupure en Mx²
– Estimation des évènements π⁰ à un photon détecté
Fenêtre de 128ns
Fenêtre de 6ns
tm=
∑i
Ei⋅ti
∑i
Ei
Sélection en temps
des impulsions dans une
fenêtre de 6ns
Temps d'arrivée des
impulsions ARS dans chaque
bloc i du calorimètre
ti
Temps moyen d'arrivée du
photon dans le calorimètre
Sélection en position
des impulsions dans les
blocs d'un même groupe
Analyse en forme des
impulsions ARS
Groupement des blocs i par dépôts
d'énergie de chaque photon

SOUTENANCE
DE THÈSE
59
• Evènements fortuits à 2 photons détectés (= fortuites du π⁰)
• Trop de π⁰ pères (à 2 photons détectés) utilisés pour soustraire les contaminations π⁰
• Contaminations π⁰ – Estimation des fortuites π⁰ à 1 photon détecté
Temps moyen d'arrivée d'un
photon dans le calorimètre en
fonction de celui du second
2 γ en coïncidence avec
l'électron = π⁰
[-3,3]ns U [-3,3]ns
[-11,-5]ns U [-11,-5]ns
[-11,-5]ns U [-3,3]ns
[-11,-5]ns U [5,11]ns
3 types de fortuites :

SOUTENANCE
DE THÈSE
60
Sélection des Données
• Evènements fortuits à un photon détecté
• Evènements fortuits à deux photons détectés (fortuites des π⁰)
tm,1 vs tm,2
• 2 γ en temps + 2 γ hors-coïncidence :
– tm,1  [-11,-5]ns U tm,2  [-11,-5]ns
• 2 γ hors-temps + 1 γ en coïncidence :
– tm,1  [-3,3]ns U tm,2  [5,11]ns
• 2 γ hors-temps + 2 γ hors-coïncidence :
– tm,1  [-11,-5]ns U tm,2  [5,11]ns
π⁰
Temps moyen d'arrivée d'un photon dans le
calorimètre en fonction de celui du second
A. Camsonne, Ph-D Thesis (2005)

SOUTENANCE
DE THÈSE
61
• Mesures de section efficace d'électroproduction de photons :
• Observations :
– Section efficace totale neutron diminue à grand |t|
– Section efficace totale neutron : (Eb=4.45GeV) > (Eb=5.55GeV)
Kin2Low Kin2High

SOUTENANCE
DE THÈSE
62
– Ajout du moment de Fermi aux données LH2 :
• Prend en compte le mouvement initial du proton dans la cible LD2
D(e ,e ' γ) X−H(e ,e' γ) X
p=(M,⃗0)
p=(Ef , ⃗pf) avec Ef=M2
+∣⃗pf∣2

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