Observables sensibles aux couplages anomaux

La pr´esence de couplages anomaux conduit `a une augmentation de la section efficace de production de l’´etat final VV consid´er´e.

couplage charg´e 95% CL ∆g^Z₁ = 1 − g1^Z [−0.075, 0.093] ∆κ^γ = 1 − κ^γ [−0.07, 0.07] λγ [−0.012, 0.011] ∆κ^Z = 1 − κ^Z [−0.376, 0.686] λZ [−0.075, 0.093] h^γ_i 95% CL h^Z_i 95% CL f_i^V 95% CL h^γ₁ [−0.022, 0.020] h^Z₁ [−0.020, 0.021] f₄^Z [−0.28, 0.28] h^γ₂ [−0.0008, 0.0008] hZ 2 [−0.0009, 0.0009] f₄^γ [−0.31, 0.29] h^γ₃ [−0.022, 0.020] h^Z₃ [−0.020, 0.021] f₅^Z [−0.26, 0.26] h^γ₄ [−0.0008, 0.0008] h^Z₄ [−0.0009, 0.0009] f₅^γ [−0.30, 0.28]

Table 6.4 – Limites sur les couplages anomaux obtenues au Tevatron avec facteurs de formes et cutoff `a 1.5/2 TeV.

couplage charg´e 95% CL ∆g^Z₁ = 1 − g1^Z [−0.29, 0.31] ∆κγ = 1 − κγ [−0.61, 0.65] λ^γ [−0.18, 0.17] ∆κ^Z = 1 − κ^Z N/A λZ [−0.19, 0.19] h^γ_i 95% CL h^Z_i 95% CL f_i^V 95% CL h^γ₁ [−0.07, 0.07] hZ 1 [−0.05, 0.06] fZ 4 N/A h^γ₂ [−0.0005, 0.0006] h^Z₂ [−0.0005, 0.0005] f₄^γ N/A h^γ₃ [−0.07, 0.07] hZ 3 [−0.05, 0.06] fZ 5 N/A h^γ₄ [−0.0005, 0.0006] h^Z₄ [−0.0005, 0.0005] f₅^γ N/A

Table6.5 – Limites sur les couplages anomaux obtenues par CMS en 2010.

couplage charg´e 95% CL ∆gZ 1 = 1 − gZ 1 [−0.21, 0.30] ∆κγ = 1 − κγ [−0.9, 1.2] λ^γ [−0.18, 0.18] ∆κZ = 1 − κZ [−0.9, 1.2] λ^Z [−0.18, 0.18]

Table 6.6 – Limites sur les couplages anomaux charg´es obtenues par ATLAS en 2010 et 2011 (cutoff `a 2/3 TeV ).

Figure 6.7 – Limites sur les couplages anomaux neutres provenant de la collaboration ATLAS.

En plus de cette augmentation globale, les spectres des sections efficaces diff´erentielles selon certaines observables pr´esentent des d´eformations importantes. Des observables phy-siques de plus grande sensibilit´e peuvent ˆetre alors d´efinies et utilis´ees pour ´etudier les couplages anomaux [23,30].

L’observable la plus sensible est la masse invariante du syst`eme VV (=√<sub>s) mais n’est</sub> pas toujours accessible exp´erimentalement, surtout lorsque des neutrinos sont pr´esents dans l’´etat final. A la place, il est possible d’utiliser l’impulsion transverse d’un des deux bosons pour ´etudier l’´evolution des couplages anomaux. En effet, comme illustr´e sur la figure6.8le spectre d’impulsion transverse pr´esente un exc`es d’´ev´enements `a haute impul-sion transverse en pr´esence de couplages anomaux.

L’utilisation de ce type d’observable permet d’augmenter la sensibilit´e des analyses aux couplages anomaux en ´etudiant les r´egions o`u les contributions du Mod`ele Standard sont faibles en comparaison des contributions de la nouvelle physique.

Les observables discriminantes utilis´ees par CMS en 2010 sont l’impulsion transverse du photon pour les ´etats finaux Vγ [32] et l’impulsion transverse du lepton de plus haute impulsion transverse pour les ´etats finaux WW [39].

[GeV] T Z p 0 100 200 300 400 500 600 700 800 900 1000 [pb / 10 GeV] T p ∂ / σ∂ -5 10 -4 10 -3 10 -2 10 -1 10 1 Modele Standard MS + aTGCs (a) [GeV/c] T p 20 30 40 50 60 70 80 90 100 E ve nt s / 20 G eV /c 0 5 10 15 ^Data SM prediction Background = 0.75) = -0.5, Z Bkg + aTGC( [GeV/c] T p 20 30 40 50 60 70 80 90 100 E ve nt s / 20 G eV /c 0 5 10 15 -1 = 36 pb int = 7 TeV, L s CMS, (b)

Figure 6.8 – (a) Spectres de sections efficaces de production ZZ diff´erentielle en fonc-tion de l’impulsion transverse d’un des deux bosons Z, pour le Mod`ele Standard (rouge) et en pr´esence de couplages anomaux. (b) Spectre de section efficace de production WW diff´erentielle en fonction de l’impulsion transverse du lepton issu du W. Le Mod`ele Stan-dard est indiqu´e en noir et une d´eviation par rapport au Mod`ele StanStan-dard en rouge.

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Recherche d’un signal ZZ avec le

d´etecteur CMS en 2011

- Mais ¸ca veut dire que... si on avait pris tout droit en entrant, on serait arriv´e ici directement ?

- Bien sˆur ! Mais les aventuriers ne vont jamais tout droit !

Naheulbeuk

L’´etude des ´etats finaux ZZ au LHC est motiv´ee par la mesure de la section efficace de production ZZ, la mesure des couplages de jauge trilin´eaires neutres et la recherche du boson de Higgs dans le canal H → ZZ. Les processus standards de cr´eation de paire de bosons Z sont des bruits de fond pour la recherche du boson de Higgs. Ils doivent par cons´equent ˆetre mesur´es ind´ependamment.

La mesure de la section efficace de production ZZ avec le d´etecteur CMS est expos´ee dans ce dernier chapitre. L’´echantillon de donn´ees utilis´e correspond `a (1078 ± 64) pb−1de donn´ees enregistr´ees en 2011. Cette luminosit´e est estim´ee `a partir de scans de Van-der-Meer. Le travail pr´esent´e dans les chapitres pr´ec´edents contribue `a la bonne compr´ehension des r´esultats pr´esent´es dans ce chapitre. Ces r´esultats font ´egalement l’object d’une note interne d’analyse CMS-AN-11-074 [1].

Le chapitre d´ebute par le choix du canal `a ´etudier et la description de la topologie du signal. La strat´egie de s´election des ´ev´enements de signal est ensuite d´etaill´ee. Les r´esultats obtenus sur la simulation et les donn´ees sont pr´esent´es. Les efficacit´es ainsi que les incertitudes syst´ematiques affectant la mesure sont ´evalu´ees.

On obtient une mesure de la section efficace de production ZZ, `a partir de laquelle des limites sup´erieures sur les constantes de couplages trilin´eaires anomaux f₄^Z et f₅^Z sont extraites.

7.1 Choix du canal : ZZ → ℓℓνν

On se propose d’´etudier le canal de d´esint´egration ZZ → ℓℓνν avec ℓ = e, µ. Le signal est plus difficile `a extraire que dans le canal ZZ → 4ℓ en raison de processus pr´esentant une topologie similaire, mais le rapport d’embranchement de ZZ → ℓℓνν est six fois plus ´elev´e que celui du canal ZZ → 4ℓ. C’est pourquoi cette analyse fournit potentiellement des r´esultats comp´etitifs et compl´ementaires `a une ´etude des ´etats finaux `a quatre leptons charg´es. Le processus ZZ → ℓℓνν a ´egalement ´et´e ´etudi´e dans les exp´eriences CDF et D0.

La pr´ecision sur la section efficace de production ZZ s’est av´er´ee meilleure `a partir de l’´etat final leptons charg´es + neutrinos [2,3].

Une s´election draconienne s’av`ere n´ecessaire pour extraire le signal de bruits de fond abondants, en particulier le processus Drell-Yan, dont le taux d’´ev´enements est cinq ordre de grandeur sup´erieur `a celui du signal. Des crit`eres de s´election appropri´es permettent de lutter efficacement contre chaque bruit de fond.