4.3 Définition des objets physiques
4.3.7 BDT sur l’isolation des électrons et des muons
4.3.7.1 Définition
Dans le cadre de l’analyse des données combinées de 2015 et 2016, un BDT (Boosted Decision
4.3. Définition des objets physiques 59 provenant de désintégrations de saveurs lourdes. Dans le cadre de l’analyse et de la recherche du processus t¯tH décrit dans la suite du document, les leptons provenant de hadrons beaux2découlent majoritairement de la désintégration du processus t¯t. Pour limiter la présence de ce processus, le
BDT a pour but d’identifier ces leptons non-prompts provenant de hadrons beaux à partir du temps de vie associé à un track-jet lui-même associé au lepton non-prompt reconstruit.
Ainsi un ensemble de variables est défini comme variable d’entrée du BDT. Ces variables sont :
• le nombre de traces dans le track-jet et l’isolation du lepton dans le calorimètre.
• trois variables liées à l’étiquetage d’un jet comme issu d’un hadron beau.
• le rapport entre l’impulsion transverse du lepton et celle du track-jet.
• la distance entre le jet et le lepton.
L’optimisation des variables a été réalisée sur une simulation du processus t¯t. La Figure 4.8
présente la variable de sortie du BDT pour l’isolation des électrons. Les événements pour lesquels la valeur du BDT sera inférieure à -0.5 seront considérés.
Figure 4.8 – Distributions de la variable de sortie du BDT pour l’isolation des électrons (a) et des muons (b) telles qu’attendues pour des processus contenant des leptons prompts (en bleu) et telles qu’attendues pour des électrons provenant de désintégrations de hadrons de saveurs lourdes (en rouge).
4.3.7.2 Facteurs d’échelle
Des facteurs d’échelles sont extraits pour ce nouveau point de fonctionnement de l’isolation des leptons à partir d’événements Z+ jets. Ces facteurs sont estimés en fonction de l’impulsion transverse et de la distance entre le lepton et le jet le plus proche pour les muons et en fonction de l’impulsion transverse et de la pseudorapidité η pour les électrons. Ainsi les facteurs d’échelles pour cette isolation sont compris entre 0.92 à bas pT et 0.99 à haut pT pour les muons et entre 0.9 et 0.98 pour les électrons.
La Fig. 4.9présente l’efficacité de reconstruction en fonction de l’impulsion transverse des muons dans un bin en η donné.
La Fig. ?? présente l’efficacité de reconstruction en fonction de la pseudorapidité pour les électrons dans un bin spécifique en pT.
Efficiency 0.7 0.8 0.9 1 1.1 Data MC stat MC sys+stat MC (uncorrected) ATLAS Internal PromptLeptonIso > 10 GeV T p Muon, Medium < 0.0) η ≤ [GeV] (-0.5 T p Muon 20 30 40 50 100 200 300 Data / MC 1 1.05
Figure 4.9 – Comparaison de l’efficacité de reconstruction pour les muons passant la sélection sur le BDT dans les données et la simulation MC corrigée en fonction de l’impulsion transverse pour les muons tel que (−0.5 < η < 0).
η 2 − −1 0 1 2 Efficiency 0.5 0.6 0.7 0.8 0.9 1 1.1 < 20 GeV T 15 < E Z→ ee WP1 Data MC Stat only 2 − −1 0 1 2 Data/MC 0.7 0.75 0.8 0.85 0.9 0.95 1 1.05 1.1
Figure 4.10 – Comparaison de l’efficacité de reconstruction pour les électrons passant la sélection sur le BDT dans les données et la simulation MC en fonction de la pseudo-rapidité pour les électrons tel que (15 < pT <20 GeV).
Chapitre 5
Mauvaise identification de la charge des
électrons
5.1 Introduction
Un bruit de fond important pouvant contribuer à un état final avec deux leptons de même charge sont les processus du modèle standard qui produisent deux leptons de charges opposées tels que W+W−, Z+ jets ou t¯t et dont un des leptons voit sa charge électrique mal reconstruite. Pour les muons, ce bruit de fond est négligeable et ne sera pas considéré par la suite. En effet le taux de mauvaise identification de la charge est seulement affecté par la courbure de la trace qui est bien mesurée grâce au long bras de levier du système de détection des muons. Ainsi ce bruit de fond est estimé pour les états finals avec deux électrons ou avec un électron et un muon.
Cette mauvaise reconstruction de la charge électrique d’un électron peut avoir deux origines :
• Un rayonnement Bremsstrahlung qui produit un trident d’électrons (e±→ e±γ → e±e+e−)
dont la charge finale reconstruite du trident est basée sur la trace du mauvais électron, d’où une mauvaise reconstruction de la charge. Ce processus est majoritaire, excepté pour des électrons de très hautes impulsions transverses (>500 GeV). La fraction d’électrons en trident dépend de la quantité de matière traversée par l’électron. Puisque dans le détecteur cette quantité varie en fonction de η (voir fig5.1), une forte dépendance des taux de mauvaise identification de la charge en fonction de cette variable est attendue.
• Un trajectoire très peu courbée de la particule. Cet effet est important pour des électrons de hautes impulsions transverses. Ainsi une dépendance des taux de mauvaise identifiaction de la charge est aussi attendue en fonction de l’impulsion transverse.
La modélisation de ces effets dépend fortement de la modélisation de l’alignement du détecteur, de celle de la quantité de matière présente ainsi que du bruit dans les détecteurs internes. Cette forte dépendance, combinée à l’imperfection de la simulation de ces effets, rend la précision de la simulation de la mauvaise estimation de la charge des électrons insuffisante1.
La mauvaise identification de la charge dans ATLAS a été estimée depuis les données dans de précédentes analyses [67]. J’ai utilisé la méthode dite de vraisemblance à 2 dimensions préexistante à cette thèse en l’appliquant aux données du Run 2. J’y ai apporté une évolution en utilisant une méthode à 3 dimensions, qui est également décrite dans ce chapitre. La stratégie d’estimation de ce bruit de fond est présentée dans les sections 5.2,5.3et 5.6. Puis les estimations des taux dans les données pour√
s= 13 T eV sont décrites dans les sections5.8et5.9.