\chapter{\label{chapana-pa}Les collisions proton--noyau~: la r\'ef\'erence}
\vfill\minitoc\newpage

Dans ce chapitre, nous pr\'esentons l'analyse des donn\'ees
proton--noyau (p--A, A = Al, Cu, Ag et W) \`a 450 GeV/c dans la r\'egion des
masses interm\'ediaires (IMR). Dans cette r\'egion ($\mathcal{D}_{pA}$~:
1.6~$<$~\Mmm~$<$~2.5~\gevcc, -0.2~$<$~\ycm~$<$~0.4 et |\cost|~$<$~0.3),
les distributions dans les diff\'erentes variables cin\'ematiques des dimuons
sont d\'ecrites, apr\`es soustraction des dimuons de
bruit de fond par la superposition des
dimuons provenant du processus \dy\ (DY) et des d\'ecroissances des
m\'esons \`a charme ouvert (D\=D).

Les contributions dues au DY et au D\=D sont d\'etermin\'ees en
ajustant les diff\'erentes distributions exp\'erimentales en masse invariante
dans la
r\'egion 1.6~$<$~\Mmm~$<$~8.0~\gevcc\ par les param\'etrisations analytiques
d\'etermin\'ees au chapitre~\ref{chapmcphys}. Les deux processus DY et D\=D,
\'etant des processus durs (voir chapitre~\ref{chapqcd}), ils \'evoluent
lin\'eairement avec le nombre de collisions proton--nucl\'eon.
Le rapport D\=D/DY entre
le nombre de dimuons provenant des processus D\=D et DY dans la r\'egion des
masses interm\'ediaires doit donc \^etre identique pour les quatre syst\`emes.
Nous examinerons \'egalement les variations possibles du rapport \rdddy\ en
fonction de diff\'erents param\`etres (impulsion transverse intrins\`eque
donn\'ee aux quarks pour le processus DY, masse du quark charm\'e, s\'election
des donn\'ees). Nous contr\^olerons l'accord obtenu sur les distributions en
masse avec celles en impulsion transverse, rapidit\'e et \cost.
Enfin, \`a partir de la valeur \rdddy\ d\'etermin\'ee par cette
analyse, nous montrerons qu'il est possible d'estimer la section efficace de
production de charme ouvert \`a $\sqrt{s}$ = 29.1 GeV.

\section{Introduction}

L'analyse des donn\'ees proton--noyau permet d'extraire le nombre
d'\'ev\'enements dimuons provenant du processus D\=D dans la r\'egion des IMR.
En effet, le nombre de dimuons du processus DY est quant \`a lui d\'etermin\'e
essentiellement par la r\'egion des hautes masses \Mmm~$>$~4.2~\gevcc\ o\`u seuls
les \'ev\'enements DY sont pr\'esents.

Apr\`es soustraction du bruit de fond, et traitement par la m\'ethode
quadri--dimension\-nelle expos\'ee au chapitre~\ref{chap4d}, le spectre de masse
r\'esultant est repr\'esent\'e dans le domaine 1.6~$<$~\Mmm~$<$~8.0 \gevcc\ par la
superposition des r\'esonances \jpsi\ et \psip\ et des processus DY et D\=D~:

\begin{equation}
\label{dndmsum}
\frac{\mbox{dN}}{\mbox{d}M}
=
n^{\mbox{\tiny \jpsi}} \frac{\mbox{dN}^{\mbox{\tiny \jpsi}}}{\mbox{d}M}
+ 
n^{\mbox{\tiny \psip}} \frac{\mbox{dN}^{\mbox{\tiny \psip}}}{\mbox{d}M}
+ 
n^{\mbox{\tiny DY}}\ \left[\frac{\mbox{dN}^{\mbox{\tiny DY}}}{\mbox{d}M}
+ 
\mbox{R}_{\mbox{\tiny D\=D/DY}}\,\frac{\mbox{dN}^{\mbox{\tiny D\=D}}}{\mbox{d}M}\right]
\end{equation}

\noindent o\`u $n^{\mbox{\tiny \jpsi}}$, $n^{\mbox{\tiny \psip}}$ et
$n^{\mbox{\tiny DY}}$ sont les facteurs de normalisation des diff\'erents
processus et R$_{\mbox{\tiny D\=D/DY}}$ repr\'esente le rapport des
normalisations des processus D\=D et DY.

\noindent dN$^{\mbox{\tiny DY}}$/d$M$ et dN$^{\mbox{\tiny D\=D}}$/d$M$ sont les
fonctions analytiques obtenues au chapitre~\ref{chapmcphys} \`a partir des
distributions calcul\'ees par \pyt. Pour les r\'esonances \jpsi\ et \psip, les
fonctions dN$^{\mbox{\tiny \jpsi}}$/d$M$ et dN$^{\mbox{\tiny \psip}}$/d$M$ sont
des gaussiennes.

Pour cette analyse, les 7 param\`etres libres dans les ajustements sont
les suivants~:

\begin{itemize}
\item les facteurs de normalisation du \jpsi, \psip, DY~;
\item le facteur R$_{\mbox{\tiny D\=D/DY}}$~;
\item la masse et la largeur du \jpsi~;
\item la masse du \psip.
\end{itemize}

La largeur du \psip\ est d\'eduite de celle du \jpsi\ \`a l'aide de la relation
suivante~:
$$
\sigma_{\mbox{\tiny \psip}} = \sigma_{\mbox{\tiny \jpsi}}
\frac{\mathcal{M}_{\mbox{\tiny \psip}}}{\mathcal{M}_{\mbox{\tiny \jpsi}}}
$$

\section{Le rapport D\=D/DY}

Le rapport D\=D/DY des nombres de dimuons des processus DY et D\=D dans
l'intervalle de masse $\lbrack$1.6--2.5 \gevcc$\rbrack$ peut \^etre \'evalu\'e
\`a partir de R$_{\mbox{\tiny D\=D/DY}}$ de la fa\c{c}on suivante~:

\begin{equation}
\label{rappdddy}
\frac{\mbox{D\=D}}{\mbox{DY}} = \mbox{R}_{\mbox{\tiny D\=D/DY}}
\frac{\displaystyle{\int^{2.5}_{1.6}}
\frac{\mbox{dN}^{\mbox{\tiny D\=D}}}{\mbox{d}M} \mbox{d}M}
{\displaystyle{\int^{2.5}_{1.6}}
\frac{\mbox{dN}^{\mbox{\tiny DY}}}{\mbox{d}M} \mbox{d}M}
\end{equation}

\subsection{La correction des effets d'isospin}

Ainsi que nous l'avons vu au chapitre~\ref{chapmcphys},
la section efficace du processus \dy\ est diff\'erente pour les collisions
proton--proton et proton--neutron. Un facteur de correction est donc
indispensable lorsque l'on veut comparer les sections efficaces \dy\ mesur\'ees
avec des syst\`emes caract\'eris\'es par un rapport proton sur neutron
diff\'erent. Le facteur de correction des effets d'isospin,
I$_{\mbox{\tiny DY}}$, permet de
calculer la section efficace du processus \dy\ comme si les noyaux cible et
projectile \'etaient constitu\'es uniquement de protons. La section efficace \dy\
s'\'ecrit donc~:

\begin{eqnarray*}
\sigma^{\mbox{\tiny DY}}_{\mbox{\tiny pA}} & = &
Z_{\mbox{\tiny A}} \sigma_{pp} + (\mbox{A}-Z_{\mbox{\tiny A}}) \sigma_{pn}\\
 & = & \mbox{A}\ \mbox{I}_{\mbox{\tiny DY}}\ \sigma_{pp}
\end{eqnarray*}

Le tableau~\ref{isospindypa} rassemble les facteurs de correction des
effets d'isospin pour les diff\'erentes fonctions de distribution des
partons utilis\'ees et pour le domaine cin\'ematique $\mathcal{D}_{pA}$. On
peut
voir que cette correction d'isospin entre les diff\'erents noyaux est faible,
mais d\'epend du choix des fonctions de distribution et de
l'impulsion transverse des partons.
A partir du rapport \rdddypa\ mesur\'e dans les collisions p--A, on
peut apr\`es correction des effets d'isospin en d\'eduire le rapport
\'el\'ementaire \rdddy\ de la fa\c{c}on suivante~:

$$
\left.\frac{\mbox{D\=D}}{\mbox{DY}}\right|_{\mbox{\tiny pA}} =
\frac{\mbox{A}}{\mbox{I}_{\mbox{\tiny DY}} \times \mbox{A}}
\left.\frac{\mbox{D\=D}}{\mbox{DY}}\right|_{\mbox{\tiny pp}} =
\frac{1}{\mbox{I}_{\mbox{\tiny DY}}}
\left.\frac{\mbox{D\=D}}{\mbox{DY}}\right|_{\mbox{\tiny pp}}
$$

\begin{table}[!htb]
\begin{center}
\setlength{\fboxrule}{0pt}
\begin{tabular}{|l|c|c|c|c|}
\hline
\multicolumn{1}{|c|}{} & \multicolumn{4}{|c|}{I$_{\mbox{\tiny DY}}$} \\
\cline{2-5}
\multicolumn{1}{|c|}{Syst\`eme} &\multicolumn{2}{|c|}{MRS A} &GRV94 LO &MRS A + EKS \\
\cline{2-5}
\multicolumn{1}{|c|}{}&\fbox{\sigmaktdy\ = 0.8}&\sigmaktdy\ = 0.9&
\sigmaktdy\ = 0.8&\sigmaktdy\ = 0.8 \\
\hline
p--Al   & 0.992 & 1.018 & 1.024 & 0.998 \\
p--Cu   & 0.991 & 1.019 & 1.025 & 1.021 \\
p--Ag   & 0.991 & 1.020 & 1.026 & 0.996 \\
p--W    & 0.990 & 1.021 & 1.028 & 1.015 \\
\hline
\end{tabular}
\caption{\label{isospindypa}Coefficients de correction des effets d'isospin
I$_{\mbox{\tiny DY}}$ du processus DY pour les diff\'erents syst\`emes et
fonctions de distribution des partons utilis\'es.}
\end{center}
\end{table}

\subsection{L'ajustement des spectres de masse}

Afin de d\'eterminer les nombres de dimuons des processus DY et D\=D dans la
r\'egion des masses interm\'ediaires, deux m\'ethodes d'ajustement ont \'et\'e
utilis\'ees. L'ajustement peut s'effectuer en consid\'erant soit le spectre de
masse dans son ensemble, soit partiellement en \'eliminant les deux r\'esonances
afin de r\'eduire le nombre de param\`etres libres. 
Les sept mesures ind\'ependantes proton--noyau que nous avons \`a notre
disposition pour cette analyse peuvent
\^etre ajust\'ees soit ind\'ependamment soit simultan\'ement en imposant un
rapport \rdddy\ identique.

\subsubsection{L'ajustement de la totalit\'e du spectre de masse}

Pour l'ajustement du spectre de masse dans sa totalit\'e (1.6~$<$~\Mmm~$<$~8.0
\gevcc) les 7 param\`etres sont laiss\'es libres. La figure~\ref{fitsimpattar}
montre le r\'esultat de l'ajustement simultan\'e de l'ensemble des donn\'ees
p--A. La contribution de chacun des processus y est \'egalement repr\'esent\'ee.
Les points situ\'es sur les bords de la r\'esonance \jpsi\ sont
exclus de l'ajustement pour les raisons \'evoqu\'ees au chapitre~\ref{chap4d},
car ils correspondent \`a des d\'efauts dus \`a la m\'ethode de
d\'econvolution. La figure~\ref{fitsimpattimrar} montre cet ajustement dans la
r\'egion r\'eduite des IMR. La valeur du rapport \rdddy\ obtenue avec les fonctions
de distribution des partons MRS A,
\sigmaktdy\ = 0.8 \gevc\ et \sigmaktdd\ = 1.0 \gevc\ est~:

\begin{equation}
\label{dddyresu1}
\left.\frac{\mbox{D\=D}}{\mbox{DY}}\right|_{\mbox{\tiny pp}}^{a} =
3.94 \pm 0.05\ (\chi^{2}/\mbox{ndf} = 2.0)
\end{equation}

\begin{figure}[!htbp]
\begin{center}
 \begin{minipage}[c]{.49\linewidth}
  \includegraphics[width=0.95\linewidth]{fitsimpattarhi}
 \end{minipage} \hfill
 \begin{minipage}[c]{.49\linewidth}
  \includegraphics[width=0.95\linewidth]{fitsimpattarli}
 \end{minipage}
\end{center}
\caption[Ajustement simultan\'e des spectres en masse des dimuons pour les
collisions p--A]{\label{fitsimpattar}Ajustement simultan\'e des spectres en masse
des dimuons pour les collisions p--A (haute et basse intensit\'es). La courbe
en pointill\'es correspond au processus DY et la droite en tirets repr\'esente
la contribution des \'ev\'enements D\=D.}
\end{figure}


\begin{figure}[!htbp]
\begin{center}
 \begin{minipage}[c]{.49\linewidth}
  \includegraphics[width=0.95\linewidth]{fitsimpattimrarhi}
 \end{minipage} \hfill
 \begin{minipage}[c]{.49\linewidth}
  \includegraphics[width=0.95\linewidth]{fitsimpattimrarli}
 \end{minipage}
\end{center}
\caption[R\'esultat de l'ajustement simultan\'e des spectres en masse des dimuons
pour les collisions p--A]{\label{fitsimpattimrar}R\'esultat de l'ajustement
simultan\'e des spectres en masse des dimuons pour les collisions p--A (haute et
basse intensit\'es) dans la r\'egion des masses interm\'ediaires.}
\end{figure}


\subsubsection{L'ajustement partiel du spectre de masse}

L'ajustement des spectres de masse dans la r\'egion 1.6~$<$~\Mmm~$<$~2.5 et
4.2~$<$~\Mmm~$<$~8.0 \gevcc\ (spectre sans les r\'esonances), permet de ramener
le nombre de param\`etres libres \`a deux, i.e., la normalisation du DY et le
facteur R$_{\mbox{\tiny D\=D/DY}}$.
L'ajustement simultan\'e des donn\'ees p--A dans cette zone restreinte
conduit avec les fonctions de distribution des partons MRS A \`a un rapport~:

\begin{equation}
\label{dddyresu2}
\left.\frac{\mbox{D\=D}}{\mbox{DY}}\right|_{\mbox{\tiny pp}}^{b} =
4.04 \pm 0.06\ (\chi^{2}/\mbox{ndf} = 1.5)
\end{equation}

Par rapport \`a la premi\`ere m\'ethode d'analyse, la qualit\'e de l'ajustement
est am\'elior\'ee mais le rapport \rdddy\ diff\`ere seulement de $\sim$3\%.

\subsection{Le rapport \rdddy}

Les deux m\'ethodes d'ajustement nous ont permis d'obtenir deux rapports \rdddy\
qui diff\`erent uniquement de quelques pour cent. L'am\'elioration de la
qualit\'e de l'ajustement observ\'ee dans le cas o\`u les r\'esonances ne sont
pas prises en compte ne modifie pas la qualit\'e de l'ajustement dans la
r\'egion des IMR. Ainsi, pour tenir compte de l'effet li\'e au choix du type
d'analyse, nous calculons
le rapport \rdddy\ de r\'ef\'erence comme \'etant la valeur moyenne
pond\'er\'ee des rapports correspondant aux deux techniques d'ajustement
(rapport \ref{dddyresu1} et \ref{dddyresu2}).
L'erreur associ\'ee \`a cette valeur moyenne tient compte de l'\'ecart entre
les deux rapports et des erreurs statistiques de chacune des analyses.

Nous obtenons ainsi pour l'ajustement simultan\'e et les fonctions
de distribution des partons MRS A et \sigmaktdy\ = 0.8 \gevc~:

$$
\left.\frac{\mbox{D\=D}}{\mbox{DY}}\right|_{\mbox{\tiny pp}} =
3.98 \pm 0.11
$$

Ces proc\'edures d'analyse ont \'et\'e r\'ep\'et\'ees sur chaque lot individuel ou
simultan\'e des donn\'ees exp\'erimentales basse et haute intensit\'es. Le
tableau~\ref{rdddypamrs} et la figure~\ref{plotpamrs0.8} donnent les valeurs
du rapport \rdddy\ obtenues avec les fonctions de distribution des partons MRS A
et deux
valeurs de \sigmaktdy\ (0.8 et 0.9 \gevc), la valeur \sigmaktdd\ = 1.0 \gevc\ \'etant
consid\'er\'ee comme fix\'ee par les r\'esultats exp\'erimentaux
(chapitre~\ref{chapmcphys}).
Par rapport \`a la valeur correspondant \`a l'ajustement simultan\'e des sept
spectres p--A, les rapports diff\`erent de $\pm$12\%. Le choix de la valeur de
\sigmaktdy\ entra\^ine une variation du rapport \rdddy\ de l'ordre de 5\% au maximum.
Cette diff\'erence sera consid\'er\'ee, par la suite, comme intervenant dans
l'erreur syst\'ematique due \`a la m\'ethode d'analyse. 

\begin{table}[!htb]
\begin{center}
\setlength{\fboxrule}{0pt}
\begin{tabular}{lcr@{\ $\pm$\ }lr@{\ $\pm$\ }l}
\hline
\multicolumn{2}{c}{Syst\`eme} & \multicolumn{4}{c}{\fbox{\rdddy}} \\
\hline
\multicolumn{2}{c}{} & \multicolumn{2}{c}{\fbox{\sigmaktdy\ = 0.8}} &
\multicolumn{2}{c}{\sigmaktdy\ = 0.9}\\
\hline
p--Al & basse intensit\'e & 3.97 & 0.15 & 3.90 & 0.14\\
p--Cu & basse intensit\'e & 4.02 & 0.28 & 4.00 & 0.27\\
p--W  & basse intensit\'e & 4.49 & 0.16 & 4.43 & 0.15\\
\hline
p--A  & basse intensit\'e & 4.15 & 0.14 & 4.10 & 0.14\\
\hline
p--Al & haute intensit\'e & 3.50 & 0.13 & 3.43 & 0.12\\
p--Cu & haute intensit\'e & 3.97 & 0.18 & 3.92 & 0.18\\
p--Ag & haute intensit\'e & 3.85 & 0.11 & 3.81 & 0.10\\
p--W  & haute intensit\'e & 4.43 & 0.10 & 4.32 & 0.10\\
\hline
p--A  & haute intensit\'e & 3.93 & 0.13 & 3.73 & 0.12\\
\hline
\hline
p--A  & ajustement simultan\'e & 3.98 & 0.11 & 3.91 & 0.12\\
\hline
\end{tabular}
\caption{\label{rdddypamrs}Rapport \rdddy\ obtenu par l'ajustement des
donn\'ees proton--noyau en utilisant les fonctions de distribution des partons
MRS A et \sigmaktdy\ = 0.8 ou 0.9 \gevc.}
\end{center}
\end{table}

\fig{plotpamrs08}{0.75}{Evolution du rapport \rdddy\ en fonction de la
m\'ethode d'ajustement (individuel ou simultan\'e)
pour les fonctions de distribution des partons MRS A et
\sigmaktdy\ = 0.8 \gevc.}
{plotpamrs0.8}{Evolution du rapport \rdddy avec la m\'ethode d'ajustement
(MRS A)}

\subsubsection{La d\'ependance de \rdddy\ avec les fonctions de distribution des
partons}

Cette m\^eme analyse est \'egalement effectu\'ee en consid\'erant d'une part les
fonctions de distribution des partons GRV94 LO et d'autre part les fonctions
de distribution MRS A
corrig\'ees des effets nucl\'eaires (EKS, voir chapitre~\ref{chapqcd}).
Les figures~\ref{plotpagrv0.8} et \ref{plotpamrseks08} ainsi que les
tableaux~\ref{rdddypagrv} et \ref{rdddypamrseks} montrent l'\'evolution du
rapport \rdddy\ pour \sigmaktdy\ = 0.8 \gevc. Les rapports obtenus avec les
diff\'erentes fonctions de distribution des partons restent compatibles.

\begin{table}[!htb]
\begin{center}
\setlength{\fboxrule}{0pt}
\begin{tabular}{lcr@{\ $\pm$\ }l}
\hline
\multicolumn{2}{c}{Syst\`eme} & \multicolumn{2}{c}{\fbox{\rdddy}} \\
\hline
p--Al & basse intensit\'e & 3.90 & 0.15 \\
p--Cu & basse intensit\'e & 3.98 & 0.28 \\
p--W  & basse intensit\'e & 4.39 & 0.15 \\
\hline
p--A  & basse intensit\'e & 4.08 & 0.15 \\
\hline
p--Al & haute intensit\'e & 3.42 & 0.12 \\
p--Cu & haute intensit\'e & 3.95 & 0.19 \\
p--Ag & haute intensit\'e & 3.84 & 0.11 \\
p--W  & haute intensit\'e & 4.35 & 0.10 \\
\hline
p--A  & haute intensit\'e & 3.89 & 0.14 \\
\hline
\hline
p--A  & ajustement simultan\'e & 3.92 & 0.14 \\
\hline
\end{tabular}
\caption{\label{rdddypagrv}Rapport \rdddy\ obtenu par l'ajustement des
donn\'ees proton--noyau pour les fonctions de distribution des partons
GRV94 LO et \sigmaktdy\ = 0.8 \gevc.}
\end{center}
\end{table}

\fig{plotpagrv08}{0.75}{Evolution du rapport
$\left.\mbox{D\=D/DY}\right|_{\mbox{\tiny pp}}$ avec la m\'ethode d'ajustement
(individuel ou simultan\'e) et les fonctions de distribution des partons
GRV94 LO et \sigmaktdy\ = 0.8 \gevc.}{plotpagrv0.8}{}

\begin{table}[!htb]
\begin{center}
\setlength{\fboxrule}{0pt}
\begin{tabular}{lcr@{\ $\pm$\ }l}
\hline
\multicolumn{2}{c}{Syst\`eme} & \multicolumn{2}{c}{\fbox{\rdddy}} \\
\hline
p--Al & basse intensit\'e & 3.98 & 0.15 \\
p--Cu & basse intensit\'e & 4.12 & 0.28 \\
p--W  & basse intensit\'e & 4.58 & 0.16 \\
\hline
p--A  & basse intensit\'e & 4.22 & 0.14 \\
\hline
p--Al & haute intensit\'e & 3.51 & 0.11 \\
p--Cu & haute intensit\'e & 3.96 & 0.16 \\
p--Ag & haute intensit\'e & 3.81 & 0.10 \\
p--W  & haute intensit\'e & 4.31 & 0.10 \\
\hline
p--A  & haute intensit\'e & 3.93 & 0.12 \\
\hline
\hline
p--A  & ajustement simultan\'e & 3.98 & 0.11 \\
\hline
\end{tabular}
\caption{\label{rdddypamrseks}Rapport \rdddy\ obtenu par l'ajustement des
donn\'ees proton--noyau en utilisant les fonctions de distribution des partons
MRS A corrig\'ees des effets nucl\'eaires (EKS) et \sigmaktdy\ = 0.8 \gevc.}
\end{center}
\end{table}

\fig{plotpamrseks08}{0.75}{Evolution du rapport
$\left.\mbox{D\=D/DY}\right|_{\mbox{\tiny pp}}$ avec la m\'ethode d'ajustement
(individuel ou simultan\'e) pour les fonctions de distribution des partons
MRS A corrig\'ees
des effets nucl\'eaires (EKS) et \sigmaktdy\ = 0.8 \gevc.}{plotpamrseks08}
{Evolution du rapport \rdddy\ avec la m\'ethode d'ajustement (MRS+EKS)}

\subsubsection{La d\'ependance de \rdddy\ avec la masse du quark charm\'e}

La valeur de la masse du quark charm\'e modifie (voir chapitre~\ref{chapmcphys})
la forme du spectre de masse th\'eorique des dimuons du processus D\=D et par
cons\'equent, la valeur \rdddy. La m\^eme analyse a donc
\'et\'e effectu\'ee pour diff\'erentes masses du quark charm\'e (\mc\ = 1.3,
1.5 et 1.7 \gevcc) autoris\'ees par les calculs de QCD. Le
tableau~\ref{rdddypadifmc} montre l'\'evolution du rapport \rdddy\ avec la masse
du quark charm\'e. On constate qu'une masse de quark \mc\ comprise entre 1.3 et
1.7 \gevcc\ ne change pas la valeur de ce rapport \`a plus de 2\%.

\begin{table}[!htb]
\begin{center}
\setlength{\fboxrule}{0pt}
\begin{tabular}{lcr@{\ $\pm$\ }lr@{\ $\pm$\ }lr@{\ $\pm$\ }l}
\hline
\multicolumn{2}{c}{Syst\`eme} & \multicolumn{6}{c}{\fbox{\rdddy}} \\
\hline
\multicolumn{2}{c}{} & \multicolumn{2}{c}{\mc\ = 1.3} &
\multicolumn{2}{c}{\mc\ = 1.5} & \multicolumn{2}{c}{\mc\ = 1.7} \\
\hline
p--Al& basse intensit\'e& 3.95 & 0.12& 3.97 & 0.15& 4.06 & 0.13\\
p--Cu& basse intensit\'e& 3.99 & 0.20& 4.02 & 0.28& 4.09 & 0.24\\
p--W & basse intensit\'e& 4.48 & 0.15& 4.49 & 0.16& 4.58 & 0.16\\
\hline
p--A & basse intensit\'e& 4.12 & 0.12& 4.15 & 0.14& 4.33 & 0.14\\
\hline
p--Al& haute intensit\'e& 3.49 & 0.14& 3.50 & 0.13& 3.51 & 0.12\\
p--Cu& haute intensit\'e& 3.96 & 0.19& 3.97 & 0.18& 3.97 & 0.16\\
p--Ag& haute intensit\'e& 3.84 & 0.12& 3.85 & 0.11& 3.87 & 0.10\\
p--W & haute intensit\'e& 4.43 & 0.10& 4.43 & 0.10& 4.47 & 0.10\\
\hline
p--A & haute intensit\'e& 3.93 & 0.13& 3.93 & 0.13& 3.95 & 0.11\\
\hline
\hline
p--A  & ajustement simultan\'e & 3.95 & 0.13 & 3.98 & 0.11 & 3.99 & 0.11\\
\hline
\end{tabular}
\caption{\label{rdddypadifmc}Evolution du rapport \rdddy\ obtenu par l'ajustement
des donn\'ees proton--noyau en utilisant les fonctions de distribution des
partons MRS A et diff\'erentes masses du quark charm\'e (en \gevcc).}
\end{center}
\end{table}

\subsubsection{La d\'ependance de \rdddy\ avec le facteur \rbdf}

Sur les donn\'ees proton--noyau basse intensit\'e, la d\'ependance de \rdddy\ avec
le facteur \rbdf, intervenant dans la normalisation des \'ev\'enements du bruit
de fond, est analys\'ee pour les fonctions de distribution MRS A.
L'\'etude est effectu\'ee en consid\'erant deux valeurs \rbdf\ = 1.05 et
\rbdf\ = 1.20. Ces valeurs correspondent \`a une variation d'environ 10\%
sur la valeur calcul\'ee par Monte--Carlo,
R$_{\mbox{\tiny BdF}}^{\mbox{\tiny MC}}$. Le tableau~\ref{rdddypadifrbdf}
illustre l'\'evolution de \rdddy\ en fonction du facteur \rbdf.

\begin{table}[!htb]
\begin{center}
\setlength{\fboxrule}{0pt}
\begin{tabular}{lr@{\ $\pm$\ }lr@{\ $\pm$\ }lr@{\ $\pm$\ }l}
\hline
\multicolumn{1}{c}{Syst\`eme} & \multicolumn{6}{c}{\fbox{\rdddy}} \\
\hline
\multicolumn{1}{c}{} & \multicolumn{2}{c}{\rbdf\ = 1.05} &
\multicolumn{2}{c}{\rbdf\ = R$_{\mbox{\tiny BdF}}^{\mbox{\tiny MC}}$} &
\multicolumn{2}{c}{\rbdf\ = 1.20} \\
\hline
p--Al & 4.10 & 0.16 & 3.97 & 0.15 & 3.80 & 0.13\\
p--Cu & 4.22 & 0.30 & 4.02 & 0.28 & 3.68 & 0.28\\
p--W  & 4.84 & 0.17 & 4.49 & 0.16 & 4.46 & 0.16\\
\hline
\hline
p--A  & 4.36 & 0.16 & 4.15 & 0.14 & 3.94 & 0.14\\
\hline
\end{tabular}
\caption{\label{rdddypadifrbdf}Evolution du rapport \rdddy\ obtenu par
l'ajustement des donn\'ees proton--noyau (basse intensit\'e) en utilisant
les fonctions de distribution des partons MRS A en fonction du facteur de bruit
de fond, \rbdf.}
\end{center}
\end{table}

On constate que le rapport \rdddy\ cro\^it lorsque le facteur \rbdf\ diminue.
Cette \'evolution s'explique de la fa\c{c}on suivante~: la distribution
en masse des \'ev\'enements bruit de fond \'etant limit\'ee aux basses masses
(\Mmm\ $<$ 4 \gevcc), le nombre de dimuons provenant du DY (bas\'e sur la
r\'egion des masses \Mmm\ $>$ 4.2 \gevcc) ne d\'epend pas de la valeur de \rbdf.
Par contre, le fait de soustraire plus (moins) d'\'ev\'enements bruit de fond
aura pour cons\'equence une diminution (augmentation) du nombre de dimuons des
IMR et donc des \'ev\'enements D\=D. L'erreur syst\'ematique sur le rapport
\rdddy\ li\'ee au choix de \rbdf\ est d'environ $\pm$0.2.

\subsubsection{La d\'ependance de \rdddy\ avec la coupure P$\times$\textsc{dtarg}}

Il est possible d'estimer \'egalement l'effet d\^u au choix de
la valeur de la coupure P$\times$\textsc{dtarg} (voir chapitre~\ref{chapseldon}).
Le tableau~\ref{rdddypadifpdtarg} montre les valeurs des diff\'erents rapports
\rdddy\ pour une coupure \`a 1\% (valeur standard) et \`a 5\% pour les fonctions
de distribution des partons MRS A et \sigmaktdy\ = 0.8 \gevc.

\begin{table}[!htb]
\begin{center}
\setlength{\fboxrule}{0pt}
\begin{tabular}{lcr@{\ $\pm$\ }lr@{\ $\pm$\ }l}
\hline
\multicolumn{2}{c}{Syst\`eme} & \multicolumn{4}{c}{\fbox{\rdddy}} \\
\hline
\multicolumn{2}{c}{} & \multicolumn{2}{c}{P$\times$\textsc{dtarg} $>$ 1\%} &
\multicolumn{2}{c}{P$\times$\textsc{dtarg} $>$ 5\%} \\
\hline
p--Al & basse intensit\'e & 3.97 & 0.15 & 3.86 & 0.15\\
p--Cu & basse intensit\'e & 4.02 & 0.28 & 4.00 & 0.29\\
p--W  & basse intensit\'e & 4.49 & 0.16 & 4.25 & 0.15\\
\hline
\hline
p--A  & basse intensit\'e & 4.15 & 0.14 & 4.04 & 0.14\\
\hline
\end{tabular}
\caption{\label{rdddypadifpdtarg}Evolution du rapport \rdddy\ obtenu par
l'ajustement des donn\'ees proton--noyau basse intensit\'e en utilisant
les fonctions de distribution des partons MRS A en fonction de la coupure sur
la variable P$\times$\textsc{dtarg}.}
\end{center}
\end{table}

La variation de 3\% observ\'ee sur le rapport \rdddy\ en fonction du choix de la
coupure P$\times$\textsc{dtarg} sera prise en compte dans l'\'evaluation de
l'erreur syst\'ematique de \rdddy.

\subsubsection{La valeur finale du rapport \rdddy}

L'erreur syst\'ematique obtenue en tenant compte des diff\'erentes sources
pr\'esent\'ees ci--dessus (ajout\'ees quadratiquement) est de 0.27.
Pour les fonctions de distribution des partons MRS A, la valeur finale du
rapport \rdddy\ est donc~:

$$
\left.\mbox{D\=D/DY}\right|_{\mbox{\tiny pp}} =
3.98 \pm 0.11\ (\mbox{stat.}) \pm 0.27\ (\mbox{syst.})
$$

\subsubsection{La comparaison avec la m\'ethode unidimensionnelle}

Le rapport \rdddy\ r\'esultant de
l'analyse pr\'ec\'edemment effectu\'ee par NA50 dans cette r\'egion de masse
\`a l'aide d'une m\'ethode de d\'econvolution unidimensionnelle est
de 4.2 $\pm$ 0.9 \cite{papierimr}. Ce rapport est obtenu dans le domaine cin\'ematique suivant~:
1.5~$<$~\Mmm~$<$~8.0 \gevcc, -0.52~$<$~\ycm~$<$~0.48 et |\cost|~$<$~0.5. La
valeur de \rdddy, d\'eduite de l'analyse pr\'esent\'ee dans cette th\`ese,
ramen\'ee dans cet espace de phase \`a l'aide de \pyt, est de 4.3 $\pm$ 0.4.
Ces deux r\'esultats sont donc parfaitement compatibles.

\section{Les spectres en impulsion transverse}

Les distributions en masse des dimuons des IMR sont correctement reproduites par
la superposition des param\'etrisations analytiques du DY et D\=D obtenues avec
\pyt. La m\^eme \'etude peut \^etre effectu\'ee en fonction de l'impulsion
transverse de la paire de muons. Les fonctions analytiques sont d\'etermin\'ees
comme indiqu\'e au chapitre~\ref{chapmcphys} avec
$\sigma_{\mbox{\tiny k}_{\mbox{\tiny T}}}^{\mbox{\tiny DY}}$ = 0.8 \gevc\ et
$\sigma_{\mbox{\tiny k}_{\mbox{\tiny T}}}^{\mbox{\tiny D\=D}}$ = 1.0 \gevc. Les
nombres d'\'ev\'enements provenant du D\=D et DY sont, quant \`a eux, d\'eduits
des ajustements des spectres en masse. La figure~\ref{plotptimrpaliavant}
illustre la comparaison entre les distributions exp\'erimentales
en impulsion transverse des dimuons des IMR pour les collisions p--A (basse
intensit\'e) avec la superposition des courbes th\'eoriques des processus DY et
D\=D en consid\'erant les fonctions de distribution des partons MRS A.

\figwidth{plotptimrpaliavant}{0.85\linewidth}{Comparaison des distributions
exp\'erimentales en
impulsion transverse des dimuons de la r\'egion des masses interm\'ediaires
pour les collisions p--A basse intensit\'e avec la superposition des courbes
th\'eoriques des processus DY et D\=D.}{plotptimrpaliavant}
{Comparaison des distributions en impulsion transverse des dimuons des IMR avec
la superposition des courbes th\'eoriques du DY et D\=D}

On constate que la somme des distributions th\'eoriques ne reproduit que
m\'ediocrement les points exp\'erimentaux. Les grandes valeurs de \pt\ (\pt\ $>$
3.0 \gevc) sont, par exemple, syst\'ematiquement sous--estim\'ees. Toutefois,
dans la comparaison montr\'ee figure~\ref{plotptimrpaliavant}, certains effets
physiques, tels que l'effet Cronin (diffusion des partons dans la voie
d'entr\'ee) \cite{cronin, antreasyan} et les corrections apport\'ees par les
calculs des ordres sup\'erieurs de QCD (NLO) ne sont pas pris en compte.

Le principe de l'effet Cronin est le suivant~: dans le cas du processus DY,
avant de s'annihiler pour
donner naissance \`a une paire \muonpm, le quark de la cible et l'antiquark du
projectile subissent un certain nombre de diffusions sur les nucl\'eons de la
cible et du projectile respectivement. Lors de chaque collision, le quark (ou
antiquark) acquiert une impulsion transverse carr\'ee moyenne not\'ee
$\langle\,$p$_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle_{\mbox{\tiny qN}}$. Le nombre total
de diffusions subi par le quark (ou l'antiquark) est~:

$$
L\,\rho_0\,\sigma_{\mbox{\tiny qN}}
$$

\noindent o\`u $L$ est l'\'epaisseur moyenne de mati\`ere nucl\'eaire
travers\'ee par le quark avant qu'il interagisse (voir annexe~\ref{annglauber}),
$\rho_0$ repr\'esente la densit\'e moyenne de nucl\'eons et
$\sigma_{\mbox{\tiny qN}}$
d\'esigne la section efficace de diffusion quark--nucl\'eon. Par rapport \`a la
valeur $\langle\,$p$_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle_{\mbox{\tiny pp}}$ qu'aurait
la paire \muonpm\ en l'absence de toute diffusion, son impulsion finale apr\`es
diffusion des quarks dans la mati\`ere nucl\'eaire s'\'ecrit~:

\begin{equation}
\label{foncpt2avecl1}
\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle_{\mbox{\tiny pA}}^{\mbox{\tiny DY}}=
\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle_{\mbox{\tiny pp}} +
L\,\rho_0\,\sigma_{\mbox{\tiny qN}}\,
\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle_{\mbox{\tiny qN}}
\end{equation}

Pour le processus D\=D, le m\^eme raisonnement peut s'appliquer sur les gluons
avant qu'ils fusionnent en une paire c\=c. On \'ecrira donc~:

\begin{equation}
\label{foncpt2avecl2}
\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle_{\mbox{\tiny pA}}^{\mbox{\tiny D\=D}}=
\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle_{\mbox{\tiny pp}} +
L\,\rho_0\,\sigma_{\mbox{\tiny gN}}\,
\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle_{\mbox{\tiny gN}}
\end{equation}

Afin de prendre en compte cet effet de diffusion des partons dans la voie
d'entr\'ee et les corrections NLO, les distributions en
impulsions transverses sont ajust\'ees en laissant libre le param\`etre
$p_{T_0}$ dans les formes analytiques\footnote{Rappel~:
$$
\mathfrak{f}_{\mbox{\tiny DY}}(\mbox{\pt}) \propto
\mbox{\pt}\,\exp\left[-\left(\frac{\mbox{\pt}}{p_{T_0}}\right)^{\beta}\right]
\qquad \mbox{et} \qquad
\mathfrak{f}_{\mbox{\tiny D\=D}}(\mbox{\pt}) \propto \frac{\mbox{\pt}}%
{\left[1+\left(\frac{\mbox{\pt}}{p_{T_0}}\right)^{2}\right]^{\beta}}
$$} d\'eduites des distributions calcul\'ees par \pyt. Les normalisations du DY
et D\=D sont, quant \`a elles, toujours fix\'ees
par l'ajustement des spectres en masse. La figure~\ref{plotptimrpaliapres}
montre le r\'esultat de cette analyse pour
les collisions p--A basse intensit\'e et les fonctions de distribution des
partons MRS A.

\figwidth{plotptimrpaliapres}{0.85\linewidth}{Comparaison des distributions
exp\'erimentales en
impulsion transverse des dimuons de la r\'egion des masses interm\'ediaires
pour les collisions p--A basse intensit\'e avec la superposition des
distributions calcul\'ees des processus DY et
D\=D.}{plotptimrpaliapres}{Comparaison des distributions en impulsion transverse
des dimuons des IMR avec la superposition des processus DY et D\=D}

A partir des valeurs de $p_{T_0}$ obtenues par ces ajustements, il est possible
de d\'eterminer les valeurs
$\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle_{\mbox{\tiny DY}}$ et
$\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle_{\mbox{\tiny D\=D}}$.
Des distributions analytiques $\mathfrak{f}_{\mbox{\tiny DY}}$ et
$\mathfrak{f}_{\mbox{\tiny D\=D}}$, on obtient en effet~:

$$
\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle^{\mbox{\tiny DY}} =
p_{T_0}^2 \frac{\Gamma(4/\beta)}{\Gamma(2/\beta)} \qquad \mbox{et} \qquad
\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle^{\mbox{\tiny D\=D}} =
\frac{p_{T_0}^2}{b-2}
$$
 
La figure~\ref{pt2paavecl} montre l'\'evolution de
$\langle\,\mbox{p}_{\mbox{\tiny T}}^{2}\,\rangle$ avec l'\'epaisseur de
mati\`ere nucl\'eaire travers\'ee, $L$, pour les deux processus physiques
DY et D\=D.

\begin{figure}[!htbp]
\begin{center}
 \begin{minipage}[c]{.49\linewidth}
  \includegraphics[width=0.95\linewidth]{pt2dypaavecl}
 \end{minipage} \hfill
 \begin{minipage}[c]{.49\linewidth}
  \includegraphics[width=0.95\linewidth]{pt2ddpaavecl}
 \end{minipage}
\end{center}
\caption{\label{pt2paavecl}D\'ependance des valeurs de \ptpt\ avec l'\'epaisseur
de mati\`ere nucl\'eaire $L$ des dimuons de la r\'egion des masses
interm\'ediaires des processus DY et D\=D.}
\end{figure}

L'ajustement des diff\'erentes valeurs de \ptpt\  par les fonctions lin\'eaires
\ref{foncpt2avecl1} et \ref{foncpt2avecl2} conduit \`a~:

$$
\begin{array}{l}
\mbox{\ptpt}_{\mbox{\tiny pp}}^{\mbox{\tiny DY}}
= 1.54 \pm 0.15\ (\mbox{\gevc})^2 \\
\rho_0\,\sigma_{\mbox{\tiny qN}}\,\mbox{\ptpt}_{\mbox{\tiny qN}}
= 0.084 \pm 0.045\ (\mbox{\gevc})^2\,\mbox{fm}^{-1}
\end{array}
$$
\noindent et \\
$$
\begin{array}{l}
\mbox{\ptpt}_{\mbox{\tiny pp}}^{\mbox{\tiny D\=D}}
= 0.45 \pm 0.04\ (\mbox{\gevc})^2 \\
\rho_0\,\sigma_{\mbox{\tiny gN}}\,\mbox{\ptpt}_{\mbox{\tiny gN}}
= 0.059 \pm 0.013\ (\mbox{\gevc})^2\,\mbox{fm}^{-1}
\end{array}
$$

Par comparaison, l'\'etude men\'ee sur le processus DY avec \Mmm~$>$~4.2
\gevcc\ \cite{habilitoliv} pour les collisions p--A \`a 450 \gevc\ montrait
que~:

$$
\begin{array}{l}
\mbox{\ptpt}_{\mbox{\tiny pp}}^{\mbox{\tiny DY}}
= 1.75 \pm 0.08\ (\mbox{\gevc})^2 \\
\rho_0\,\sigma_{\mbox{\tiny qN}}\,\mbox{\ptpt}_{\mbox{\tiny qN}}
= 0.061 \pm 0.033\ (\mbox{\gevc})^2\,\mbox{fm}^{-1}
\end{array}
$$

En ce qui concerne la pente, les r\'esultats que nous obtenons sont donc
compatibles avec cette \'etude. De plus, le fait que
\ptpt$_{\mbox{\tiny pp}}^{\mbox{\tiny DY}}$ augmente avec la masse
de la paire de muons \cite{anderson}, peut expliquer l'\'ecart observ\'e
sur les valeurs de \ptpt$_{\mbox{\tiny pp}}^{\mbox{\tiny DY}}$.

\section{Les spectres en \ycm\ et \cost}

Sur la figure~\ref{plotycosimrpwli}, les distributions en \ycm\ et \cost\ des
dimuons des IMR pour les collisions p--W basse intensit\'e sont compar\'ees
avec la somme des param\'etrisations analytiques des distributions donn\'ees
par \pyt\ et normalis\'ees suivant l'ajustement du spectre en masse.
 
\figwidth{plotycosimrpwli}{0.95\linewidth}{Comparaison des distributions
exp\'erimentales en
\ycm\ et \cost\ des dimuons de la r\'egion des masses interm\'ediaires pour les
collisions p--W basse intensit\'e avec la superposition des courbes
th\'eoriques des processus DY et D\=D.}{plotycosimrpwli}{Comparaison des
distributions en \ycm\ et \cost\ des dimuons des IMR pour les collisions
p--W avec la superposition du DY et du D\=D}

Les courbes g\'en\'er\'ees repr\'esentent raisonnablement les donn\'ees p--W
dans la zone cin\'ematique limit\'ee d'analyse.

En conclusion, l'analyse des diff\'erentes distributions cin\'ematiques
exp\'erimentales mon\-tre que les dimuons de la r\'egion des masses
interm\'ediaires sont bien repr\'esent\'es par une superposition des processus
DY et D\=D dont les formes sont \'etablies par le g\'en\'erateur \pyt.

\section{La section efficace de production de charme}

A partir du rapport \rdddy\ obtenu pr\'ec\'edemment,
nous pouvons calculer la section efficace de production de
charme, $\sigma_{\mbox{\tiny c\=c}}$, \`a 450 \gevc\ si l'on conna\^it la section
efficace DY. Or, la section efficace du processus DY dans les
collisions p--p \`a 450 \gevc\ (25.3 $\pm$ 1.9 pb) a \'et\'e mesur\'ee par
l'exp\'erience NA51 dans le domaine cin\'ematique suivant~:
\Mmm\ $>$ 4.3 \gevcc, -0.4 $<$ \ycm\ $<$ 0.6 et -0.5 $<$ \cost\ $<$ 0.5 \cite{dyppna51}.
A partir de cette
valeur et \`a l'aide du g\'en\'erateur \pyt, il est possible
de calculer la section efficace du processus DY,
$\sigma_{\mbox{\tiny DY}}^{\mathcal{D}_{pA}}$, dans les collisions p--p dans
l'espace de phase d'analyse, $\mathcal{D}_{pA}$, des collisions p--A.
Un facteur $\mathcal{F}_{\mbox{\tiny espace de phase}}$, d\'etermin\'e avec \pyt,
permet de se ramener \`a l'espace de phase total.
La d\'etection du processus D\=D se faisant par l'interm\'ediaire de dimuons
dans l'exp\'erience NA50, nous devons \'egalement tenir compte du
facteur de branchement moyen des paires c\=c en muons. La valeur calcul\'ee \`a
partir des facteurs de branchement des m\'esons D en muon et des diff\'erentes
paires D\=D donn\'ees par \pyt\ est
B$_{\mbox{\tiny c\=c} \rightarrow \mu\mu \mbox{\tiny X}}$ = 0.0080 $\pm$ 0.0006.
La section efficace de production de charme $\sigma_{\mbox{\tiny c\=c}}$
s'\'ecrit alors~:

\begin{equation}
\label{sigmaccbar}
\sigma_{\mbox{\tiny c\=c}} = \sigma_{\mbox{\tiny DY}}^{\mathcal{D}_{pA}} \times
\left.\frac{\mbox{D\=D}}{\mbox{DY}}\right|_{\mbox{\tiny pp}} \times
\mathcal{F}_{\mbox{\tiny espace de phase}} \times
\frac{1}{\mbox{B}_{\mbox{\tiny c\=c} \rightarrow \mu\mu \mbox{\tiny X}}}
\end{equation}


Le tableau ci--dessous r\'ecapitule les valeurs de section efficace de
production de
charme d\'etermin\'ees dans cette analyse pour diff\'erentes conditions de
fonctions de distribution des partons et de valeurs de \sigmaktdy\ (en \gevc)~:

~\\
\begin{center}
\setlength{\fboxrule}{0pt}
\begin{tabular}{|l|r@{\ $\pm$\ }lr@{\ $\pm$\ }lr@{\ $\pm$\ }lr@{\ $\pm$\ }l|}
\cline{2-9}
\multicolumn{1}{c}{} & \multicolumn{4}{|c}{MRS A} & \multicolumn{2}{c}{GRV94 LO} &
\multicolumn{2}{c|}{MRS A+EKS}\\
\cline{2-9}
\multicolumn{1}{c}{} & \multicolumn{2}{|l}{\fbox{\sigmaktdy\ = 0.8}} &
\multicolumn{2}{l}{\sigmaktdy\ = 0.9} &
\multicolumn{2}{l}{\sigmaktdy\ = 0.8} & \multicolumn{2}{l|}{\sigmaktdy\ = 0.8}\\
\hline
\fbox{\rdddy} & 3.98 & 0.11 & 3.91 & 0.12 & 3.92 & 0.14 & 3.98 & 0.11 \\
\hline
$\sigma_{\mbox{\tiny c\=c}}$ ($\mu$b)&
33.6 & 5.8 & 31.8 & 5.8 & 38.3 & 6.0 & 33.6 & 5.8\\
\hline
\end{tabular}
\end{center}
~\\

La valeur de la section efficace, $\sigma_{\mbox{\tiny c\=c}}$, obtenue avec
les fonctions de distribution des partons MRS A (\sigmaktdy\ = 0.8 \gevc) est
compar\'ee avec les
mesures exp\'erimentales directes de production de charme
\cite{ccbara, ccbarb, ccbarc, ccbard, ccbare, ccbarf, ccbarg, ccbarh, ccbari}
sur la figure~\ref{seceffccbar}. On voit que la valeur
$\sigma_{\mbox{\tiny c\=c}}$ extraite du rapport \rdddy\ est en tr\`es bon accord
avec les mesures directes de ces exp\'eriences.

\fig{seceffccbar}{0.5}{Section efficace de production des paires c\=c,
$\sigma_{\mbox{\tiny c\=c}}$, mesur\'ee dans les collisions $\pi$--N et p--N
apr\`es correction par le facteur de branchement des
m\'esons charm\'es en muons \protect\cite{braun} compar\'ee \`a la valeur
d\'etermin\'ee
dans cette analyse. La ligne continue repr\'esente l'\'evolution de
$\sigma_{\mbox{\tiny c\=c}}$ avec l'\'energie de la collision dans le centre
de masse obtenue avec \pyt, multipli\'ee par un facteur
K$_{\mbox{\tiny D\=D}}$ = 4.5.}{seceffccbar}
{Section efficace de production des paires c\=c compar\'ee \`a la valeur
d\'etermin\'ee dans cette analyse}

Ce r\'esultat confirme donc la conclusion du paragraphe pr\'ec\'edent \`a savoir
que la production de dimuons de la r\'egion des masses interm\'ediaires dans les
r\'eactions p--A peut \^etre d\'ecrite par la superposition des m\'ecanismes de
\dy\ et D\=D. En ce sens, les donn\'ees obtenues en p--A et leur
interpr\'etation peuvent servir de r\'ef\'erence \`a une \'etude similaire
faite avec les ions lourds, ce qui est le sujet du prochain chapitre.
