5.3 Identification des objets
L’ensemble des crit`eres d’identification et de s´election, incluant ´egalement les ´etudes de d´eclenchement, est d´etaill´e dans les r´ef´erences [129, 130].
Nous nous attachons ici `a en rappeler les principales caract´eristiques. Les crit`eres de s´election des leptons (e,µ) ont ´et´e d´efinis afin d’optimiser leur isolation, permettant ainsi d’augmenter la puret´e du lot d’´ev´enements pr´es´electionn´es en ´ev´enements de type W+jets.
Le vertex primaire
La description de la reconstruction du vertex primaire a ´et´e pr´esent´ee dans le chapitre 1.8.2, et sa s´election reprend celle du chapitre 4 : il doit poss´eder au moins trois traces et ˆetre situ´e dans la r´egion effective du d´etecteur SMT (|zP V| ≤ 60 cm). L’efficacit´e de s´election du vertex primaire a ´et´e mesur´ee dans les lots d’´ev´e-nements pr´es´electionn´es en omettant la coupure sur la distance maximum entre le lepton et la position du vertex primaire le long le l’axe z (|∆z(lepton,P V )| < 1
cm), la coupure σdca dans le canal µ + jets et la coupure sur la vraisemblance
dans le canal e + jets (nous d´ecrirons en d´etail l’ensemble de ces coupures dans le paragraphe 5.4 traitant de la pr´es´election des objets).
La table 5.7 indique les efficacit´es de s´election du vertex primaire en fonction de la multiplicit´e de jets par ´ev´enement dans les donn´ees r´eelles et la table 5.8 indique les efficacit´es correspondantes des ´ev´enements ayant 3 ou ≥ 4 jets pour les diff´erents processus Monte-Carlo utilis´es dans l’analyse.
Nous constatons tout d’abord que cette efficacit´e est plus ´elev´ee dans le ca-nal e + jets ; ceci s’explique par le fait que la trace associ´ee au lepton provient plus souvent du vertex primaire pour un ´electron que pour un muon. Une m´ethode alternative a ´et´e test´ee ; elle consiste `a mesurer cette efficacit´e dans un lot d’´ev´e-nements Z + jets (des facteurs correctifs sont introduits afin de tenir compte des
diff´erences entre les topologies d’´ev´enements t¯t et Z + jets). Cette m´ethode donne
des r´esultats compatibles avec ceux pr´esent´es ici [129].
Bien qu’´etant tr`es similaire entre les processus t¯t, V V et W + jets, nous voyons
clairement que l’efficacit´e de s´election du vertex primaire diff`ere sensiblement entre donn´ees r´eelles et simul´ees. Nous avons ainsi utilis´e les efficacit´es de la table 5.7 dans le calcul de l’efficacit´e de pr´es´election totale de l’ensemble des processus in-diqu´es dans la table 5.8.
De la Beaut´e `a la V´erit´e
canal e + jets
εreco εz εNtraces total
Njet = 1 98.4 ± 0.1 96.8 ± 0.1 98.5 ± 0.1 93.8 ± 0.2
Njet = 2 98.6 ± 0.1 96.9 ± 0.2 98.9 ± 0.1 94.6 ± 0.3
Njet = 3 99.1 ± 0.2 97.1 ± 0.35 99.2 ± 0.2 95.5 ± 0.45
Njet ≥ 4 99.2 ± 0.35 96.5 ± 0.65 99.6 ± 0.25 95.3 ± 0.75
canal µ + jets
εreco εz εNtraces εtotal
Njet = 1 97.5 ± 0.2 95.0 ± 0.3 98.25 ± 0.17 91.01 ± 0.35
Njet = 2 97.7 ± 0.3 94.3 ± 0.4 98.28 ± 0.25 90.51 ± 0.54
Njet = 3 98.1 ± 0.5 95.8 ± 0.75 99.13 ± 0.36 93.21 ± 0.92
Njet ≥ 4 98.4 ± 0.9 95.6 ± 1.5 100.00 ± 0.6 94.02 ± 1.7
Tab. 5.7 – L’efficacit´e (%) de s´election du vertex primaire mesur´ee en fonction de la multiplicit´e de jets dans les lots d’´ev´enements e + jets et µ + jets pr´es´electionn´es dans les donn´ees r´eelles. εreco, εz et εNtraces correspondent, respectivement, aux
effi-cacit´es de reconstruction et des coupures |∆z(lepton,P V )| < 1 cm et Ntraces ≥ 3.
Les ´electrons
Les ´electrons sont s´electionn´es selon les crit`eres d´efinis par le groupe EM Id pr´esent´es dans le paragraphe 1.8.4. Ils sont qualifi´es de :
loose : s’ils satisfont aux crit`eres ”loose” du groupe EM Id et s’ils sont de plus associ´es `a une trace reconstruite dans les d´etecteurs SMT et CFT.
tight : une fonction de vraisemblance, Llhood, a ´et´e d´efinie pour am´eliorer l’isolation des ´electrons [132]. Elle d´epend de six variables : χ2 de l’ajustement spatial de l’´electron et de la trace qui lui est associ´ee, du rapport Et/pt, de la H-Matrix8,
de la fraction ´electromagn´etque fEM dans le calorim`etre, de la distance de plus
proche approche de la trace (dca) et enfin de la distance dans l’espace (η,φ) du second objet ´electromagn´etique le plus proche.
Les ´electrons, ”loose”, sont ainsi qualifi´e de tight s’ils satisfont de plus `a la cou-pure sur la vraisemblance : Llhood > 0.75 pour les ´electrons dans le calorim`etre central (|η| < 1.1).
5.3 Identification des objets
canal e + jets canal µ + jets
Processus Njet = 3 Njet ≥ 4 Njet = 3 Njet ≥ 4
t¯t 98.1 ± 0.3 98.0 ± 0.2 98.1 ± 0.3 98.0 ± 0.3 W+l´egers 97.7 ± 0.4 97.9 ± 0.2 98.0 ± 0.3 98.1 ± 0.2 tqb 97.4 ± 0.4 98.6 ± 0.5 98.1 ± 0.3 98.8 ± 0.4 tb 98.3 ± 0.3 97.7 ± 0.5 98.0 ± 0.4 97.8 ± 0.8 W W → lνjj 96.8 ± 1.1 100.0 ± 1.5 97.8 ± 0.4 97.8 ± 2.5 W Z → lνjj 96.0 ± 1.0 97.0 ± 3.5 98.1 ± 0.8 100.0 ± 1.0 W Z → jjll 97.0 ± 2.0 100.0 ± 2.0 97.0 ± 0.8 100.0 ± 1.0 ZZ → jjll 98.0 ± 1.0 100.0 ± 1.0 98.6 ± 1.5 100.0 ± 0.5
Tab. 5.8 – L’efficacit´e (totale) de s´election du vertex primaire mesur´ee dans les lots d’´ev´enements pr´es´electionn´es e + jets et µ + jets pour les diff´erents processus Monte-Carlo, en fonction de la multiplicit´e de jets par ´ev´enement.
d’´ev´enements Z → e+e− est estim´ee `a4:
εCClhood= 89.1 ± 0.4 (stat.) ± 0.5 (syst.)% Les muons
Les muons sont s´electionn´es selon les crit`eres medium du groupe Muon-Id [133](cf. paragraphe 1.8.5) et doivent de plus satisfaire aux crit`eres suivants :
1. nseg= ±3, signifiant qu’il sont reconstruits en associant des segments des couches A et BC du syst`eme `a muon. Ce crit`ere rej`ete environ 10% des muons
medium mal reconstruits de grand pt qui sont principalement situ´es dans la
r´egion sous le d´etecteur, o`u la couverture du spectrom`etre `a muons n’est pas
compl`ete.
2. des coupures en temps sont appliqu´ees aux impacts du muon dans les scin-tillateurs afin de rejeter des ´ev´enements cosmiques. Les coupures par d´efaut de MuoCandidate p14 sont utilis´ees ; elles requi`erent que les diff´erences en temps des scintillateurs A et BC satisfont : |tA| < 5 ns et |tBC| < 5 ns.
3. avoir une trace associ´ee dans les d´etecteurs de traces avec : χ2/N DF < 4 pour l’ajustement central et |ηtrace| < 2.
4. le param`etre d’impact dans le plan transverse (dca) doit ˆetre inf´erieur `a trois ´ecarts standards afin de rejeter les muons issus de la d´esint´egration semi-leptonique de hadrons beaux ou charm´es et qui ont une trace associ´ee d´eplac´ee par rapport au vertex primaire.
4. La coupure devient : Llhood > 0.8, et l’efficacit´e correspondante est de : εEC
lhood= 86.3 ± 0.7 (stat.)% pour la r´egion EC, mais cette derni`ere a ´et´e exclue de l’analyse car elle souffre encore d’incertitudes trop importantes.
De la Beaut´e `a la V´erit´e
Les muons sont, comme les ´electrons, qualifi´es de loose et de tight s’ils satisfont de plus aux crit`eres d’isolation suivants [134] :
loose : s’ils satisfont `a l’ensemble des crit`eres ci-dessus et si : ∆R(µ,jet) > 0.5. tight : s’ils satisfont de plus `a :
A. Rat11 = Halo(0.1,0.4)/pt < 0.12, o`u Halo(0.1,0.4) repr´esente la somme de
l’´energie transverse Et de tous les cellules ´electromagn´etiques5 dans un
cˆone creux de rayon interne ∆R = 0.1 et externe ∆R = 0.4 autour de la direction du muon.
B. Rattrk = TrkCone(0.5)/pt < 0.12, o`u TrkCone(0.5) repr´esente la somme du
moment transverse pt, de toutes les traces incluts dans un cˆone de rayon
∆R = 0.5 par rapport `a la direction du muon. Si parmi ces traces l’une est associ´ee au muon, elle est exclue de la somme.
Ces deux variables permettent de s´eparer deux cat´egories de muons qui ont des
spectres en pt diff´erents, correspondant `a diff´erents modes de production : les
muons issus de la d´esint´egration semi-leptonique de hadrons beaux ou charm´es `a basse impulsion transverse, et les muons issus de la d´esint´egration de W `a plus haute impulsion transverse.
Les leptons ainsi s´electionn´es doivent finalement satisfaire `a la coupure :
∆z(lepton,P V ) < 1 cm, qui permet par exemple dans le cas des muons de s’affran-chir de candidats dont la mesure de l’impulsion transverse est erron´ee et de fait souvent tr`es grande (pt > 200 GeV/c).
Les jets
Une proc´edure de s´eparation des objets ´electromagn´etiques est de plus appliqu´ee apr`es la s´election des jets qui est d´ecrite dans le chapitre 4.
En effet, comme nous l’avions indiqu´e dans ce chapitre, les ´electrons et les photons
de pt > 10 GeV/c ont ´egalement reconstruits comme des jets avec l’algorithme JCCB
(de type cˆone). Cette proc´edure a pour but de discriminer les vrais jets des ´electrons
et des photons afin d’appliquer la correction d’´echelle en ´energie appropri´ee `a chaque objet6. Ainsi, les objets calorim´etriques sont class´es et trait´es de la mani`ere suivante :
1. jets :
(a) cˆone 0.5, crit`ere standard Jet-Id. (b) situ´e `a ∆R > 0.5 d’un ´electron loose. (c) la correction en ´echelle utilis´ee est JES.
5. ”electromagnetic cluster” ; les cellules de la partie coarse hadronic (CH) du calorim`etre ne sont pas comptabilis´ees dans cette somme mais les cellules de la partie ((fine hadronic)) (FH) le sont.
5.3 Identification des objets
2. ´electrons de grand pt:
(a) crit`ere loose d´efini pr´ec´edemment. (b) pt > 15 GeV/c.
(c) la correction en ´echelle utilis´ee est EM . 3. photons de grand pt7:
(a) ´electron loose sans trace associ´ee (crit`ere loose `a la EM-Id ). (b) pt > 15 GeV/c.
(c) la correction en ´echelle utilis´ee est EM .
L’´energie transverse manquante 6Et
L’´energie transverse manquante 6Et (cf. paragraphe 1.8.6) provient dans notre cas
du neutrino issu de la d´esint´egration du boson W et qui ´echappe `a la d´etection. Elle est mesur´ee dans le plan transverse en sommant vectoriellement tous les quadrivec-teurs des jets calorim´etriques s´electionn´es. 6Et est ainsi d´efinie par le vecteur oppos´e `a cette somme.
Finalement, l’´energie transverse manquante est corrig´ee en fonction des corrections appliqu´ees aux jets et aux ´electrons dans chaque ´ev´enement.
Comme les muons sont `a leur minimum d’ionisation dans le d´etecteur (MIP), ils d´eposent une faible quantit´e d’´energie dans le calorim`etre, mais suffisante pour biai-ser le calcul de 6Et. Ainsi, apr`es avoir corrig´e leur ´energie en fonction de celle d´epos´ee dans le calorim`etre (calcul´ee `a partir de tables de Geant [46]), les impulsions de
tous les muons pr´esents dans un ´ev´enement sont soustraites de 6Et.
Crit`eres de qualit´e pour la s´election des p´eriodes de prises de donn´ees
Les runs sont s´electionn´es dans la liste d’´ev´enements fournie par le groupe JET/MET [39], ils satisfont aux crit`eres suivants (figure 5.7) :
1. le nombre d’´ev´enements lus par les ”crates” du calorim`etre doit ˆetre sup´erieur `a 1000.
2. la d´eviation moyenne D pendant un run des valeur en x et y de 6Et doit
satisfaire : D =p<6Ex
t >2 + <6Ety >2 < 4 GeV.
3. l’´ecart : RM Sxy =pRMS(6Ex
t)2+ RM S(6Ety)2 doit ˆetre inf´erieur `a 16 GeV. 4. la moyenne de l’´energie transverse scalaire < SET > doit ˆetre sup´erieure `a
80 GeV.
Ces crit`eres rejettent environ 15% des donn´ees p14. Dans le cas du canal µ + jets, un crit`ere additionel requiert un bon fonctionnement du spectrom`etre `a muons du-rant la prise de donn´ees.
7. ces jets sont plus probablement issus d’un objet dont la fragmentation produit principalement des π0.
De la Beaut´e `a la V´erit´e
Fig. 5.7 – La s´election des runs est effectu´ee en fonction de la d´eviation observ´ee de l’´energie transverse manquante moyenne. Les traits en pointill´es indiquent les coupures appliqu´ees [129].