Energie transverse manquante

La mesure pr´ecise de l’´energie transverse manquante est indispensable pour la recherche du boson de Higgs en deux W ou pour la mesure de la masse du top dans les ´ev´enements t¯t. Tous les signaux SUSY avec R-parit´e conserv´ee pour lesquels la LSP s’´echappera du d´etecteur n´ecessite ´egalement une bonne mesure pour ´eliminer le bruit de fond.

L’´energie transverse manquante est calcul´ee `a partir des objets reconstruits dont l’´energie a ´et´e calibr´ee afin d’avoir la meilleure pr´ecision possible. Les cellules qui ne sont pas associ´ees `a un objet sont aussi prises en compte et calibr´ees avec l’algorithme utilis´e pour les jets, ou avec les traces pour les petites impulsions. L’´energie transverse manquante prend la forme :

E_T^miss = E_T^miss(´electrons) + E_T^miss(photons) + E_T^miss(taus) + E_T^miss(jets) (3.7) + E_T^miss(soft jets) + E_T^miss(muons) + E_T^miss(cellules) (3.8) o`u chaque terme correspond `a la somme n´egative des ´energies des cellules correspondant `a chaque objet. Les d´etails relatifs au calcul de chaque terme sont discut´es dans [92].

Les performances sur l’´energie transverse manquante d´ependent de la topologie des ´ev´enements consid´er´es. La r´esolution a ´et´e mesur´ee en fonction de la pr´esence de leptons, de jets, d’empile-ment et avec ou sans pr´esence de particules invisibles [93]. Dans les chapitres 5 et 6, des signaux SUSY avec de l’´energie transverse manquante r´eelle. Un exemple de la r´esolution attendue est montr´e dans la figure3.36. Elle d´epend de l’´energie transverse totale pr´esente dans l’´ev´enement et peut ˆetre param´etris´ee par :

σ = a

q_X

E_T + b (3.9)

avec a compris entre 50 et 70 % selon la topologie et b est un terme suppl´ementaire pour prendre en compte le bruit d’empilement.

Pour une ´energie transverse de 100 GeV, la r´esolution sur l’´energie manquante est de 2 `a 5 %. Pour des ´energies sup´erieures la r´esolution augmente jusqu’`a 10 %.

Figure 3.36: R´^{esolution sur l’´energie transverse manquante en fonction de l’´energie transverse} manquante r´eelle pour des ´ev´enements W `a gauche et pour des ´ev´enements SUSY `a droite.

3.4 Conclusion

Le LHC et le d´etecteur ATLAS ainsi que les algorithmes permettant de reconstruire les objets physiques ont ´et´e pr´esent´es. L’´evaluation des performances du d´etecteur repr´esente un travail cons´equent et le cas particulier des efficacit´es d’identification des ´electrons sera pr´esent´e dans le chapitre 4. La connaissance pr´ecise des performances du d´etecteur est requise pour d´eterminer les incertitudes syst´ematiques sur les r´esultats des analyses physiques. Celles-ci seront discut´ees en d´etails dans les chapitres 5 et 6.

Mesure d’efficacit´e d’identification

des electrons

4.1 Motivations

La reconstruction et l’identification des ´electrons jouent un rˆole crucial dans la majorit´e des anal-yses men´ees `a ATLAS. De nombreuses mesures dans le secteur ´electrofaible du Mod`ele Standard pr´esentent des ´electrons dans l’´etat final. C’est le cas par exemple des mesures de section efficace des bosons W et Z, seul [94, 95] ou en paire [96–98]. La recherche du boson de Higgs requiert ´

egalement l’identification d’´electrons dans les canaux H → ZZ^∗ [99] et H → W W^∗ [100]. En-fin, les recherches de nouvelles physiques requi`erent souvent des ´electrons clairement identifi´es comme on le verra dans le chapitre 5 et 6.

L’intense activit´e hadronique au LHC est un d´efi pour l’identification des ´electrons `a ATLAS. Un facteur de rejection sur les jets et les ´electrons de bruit de fond de 10⁵est requis [88] pour per-mettre une s´election pure d’´electrons isol´es. Cependant le facteur de rejet n’est g´en´eralement pas mesur´e directement dans les donn´ees. Les caract´eristiques des faux leptons (´electrons faussement identifi´es) d´ependent fortement des signaux recherch´es et chaque analyse mesure directement le nombre de faux leptons.

En parall`ele de la r´ejection, une efficacit´e d’identification ´elev´ee est importante pour les processus dont le nombre d’´ev´enements attendus est faible. C’est le cas dans les recherches de nouvelles physiques (voir chapitre 5 et 6) et dans la recherche du boson de Higgs. Par exemple, la recherche H → ZZ<sup>∗</sup> → 4l [101] pr´edit seize ´ev´enements provenant d’un boson de Higgs dans la r´egion de signal finale avec la combinaison des donn´ees 2011 et 2012, d’o`u l’importance d’une efficacit´e ´

elev´ee.

Les analyses de recherche de nouvelle physique sont optimis´ees en fonction de l’efficacit´e d’iden-tification des ´electrons et une connaissance pr´ecise est donc requise pour ne pas biaiser cette optimisation. En premi`ere approximation, les efficacit´es sont mesur´ees directement dans la sim-ulation. Or les variables utilis´ees dans l’identification peuvent y ˆetre imparfaitement mod´elis´ees. Par exemple, la figure4.1 montre deux variables calorim´etriques. Les diff´erences entre donn´ees et simulation donnent des efficacit´es qui peuvent diff´erer jusqu’a 10%. Mesurer les efficacit´es dans les donn´ees directement permet donc d’´eliminer le biais venant de la mauvaise simulation. Enfin, le succ`es des mesures ´electrofaibles requiert une grande pr´ecision sur les mesures d’ef-ficacit´e. Dans le cas des mesures de section efficace du W et du Z `a 7 TeV, les incertitudes

syst´ematiques sont typiquement de 1% pour les efficacit´es de reconstruction et 1.5% pour les efficacit´es d’identification alors que l’incertitude syst´ematique totale est de 3%. Le but sera donc de r´eduire autant que possible les incertitudes li´ees aux mesures d’efficacit´es.

Une m´ethode de r´ef´erence pour la mesure d’efficacit´e est la m´ethode Tag&Probe que nous allons d´ecrire dans la section 4.2. Les mesures dans les 4.7 fb⁻¹ de donn´ees collect´ees en 2011 avec ATLAS seront pr´esent´ees dans la section4.3. Puis la validation des efficacit´es avec les premi`eres donn´ees collect´ees en 2012 `a 8 TeV sera discut´ee dans la section4.4.

2 η w 0.007 0.008 0.009 0.01 0.011 0.012 0.013 0.014 Number of probes / 0.0004 0 20