Performances

La figure 3.10 montre un profil des valeurs moyennes des variables calorim´etriques en fonc-tion de la pseudo-rapidit´e de l’amas. Les variafonc-tions suivent celles de la granularit´e, l’´epaisseur de plomb et de mat´eriau en amont du calorim`etre ´electromagn´etique. Aussi les seuils ap-pliqu´es ont ´et´e optimis´es dans diff´erents intervalles<sup>2)</sup>. Les deux premiers intervalles, (0 ;0,8) et (0,8 ;1,37), couvrent la partie tonneau du calorim`etre ´electromagn´etique. La zone jonction et pauvrement instrument´ee, situ´ee entre les parties tonneau et bouchons, entre 1,37< |η_{| <1,52}

est exclue de l’analyse. Dans les bouchons les intervalles (1,52 ;1,8), (1,8 ;2,0), (2,0 ;2,35) et (2,35 ;2,47) sont essentiellement d´etermin´es par les variations de granularit´e du premier compar-timent. Les quantit´es calcul´ees dans le premier compartiment ne peuvent ˆetre utilis´ees que dans les r´egions |η_{| < 1,37 et 1,52 < |}η_{| < 2,35, puisque au-del`a les r´egions du premier}

compar-timent ont une granularit´e trop grande. Les seuils appliqu´es ont ´et´e optimis´es pour obtenir une efficacit´e d’environ 95% par rapport au niveau LVL1, ind´ependemment de la pseudo-rapidit´e. Les seuils ont ´et´e d´efinis pour ˆetre au plus pr`es de la limite des distributions pour le signal. Ainsi il n’y aura pas de pertes importantes par rapport aux seuils d´efinis au niveau du filtre `a ´ev´enements, mais le gain dans le pouvoir de rejet des jets sera augment´e (d’environ un facteur 10). A haute luminosit´e, les gerbes ´electromagn´etiques ´etant plus larges, les seuils des coupures sont alors relach´es.

2)Une optimisation en fonction de l’´energie est en cours de d´eveloppement comme montr´e au paragraphe 3.5.3)

3.

S ´EPARATION ´ELECTRONS/JETS

0 0.01 0.02 0 0.5 1 1.5 2 2.5 |η| E ^T (had)/E T (em) 0.9 0.92 0.94 0.96 0.98 0 0.5 1 1.5 2 2.5 |η| R^η (37) 0.006 0.008 0.01 0.012 0 0.5 1 1.5 2 2.5 |η| ω ^η2 0 0.02 0.04 0.06 0 0.5 1 1.5 2 2.5 |η| ∆ E (GeV) 0 0.025^0.05 0.075^0.1 0 0.5 1 1.5 2 2.5 |η| ∆ E ^max2 (GeV) 0 1 2 0 0.5 1 1.5 2 2.5 |η| ω^tot1 0 0.1 0.2 0.3 0 0.5 1 1.5 2 2.5 |η| F ^side 0 0.2 0.4 0.6 0 0.5 1 1.5 2 2.5 |η| ω^3strips

Fig. 3.10: Distributions pour des ´electrons c´elibataires de ET= 25 GeV de la valeur moyenne de chaque

variable discriminante “calorim´etrique” en fonction de la pseudo-rapidit ´e |η|.

Efficacit´e d’identification des ´electrons

L’efficacit´e d’identification est d´efinie comme εe= ^Ne^t

Ne, o`u N<sub>e</sub> est le nombre d’´electrons, compt´es `a partir du bloc de la v´erit´e Monte Carlo et une association angulaire dans une fenˆetre

∆η _{= ±0.05,}∆φ _{= ±0.1 entre l’amas et la position de la trace. N}t

e est le nombre d’´electrons identifi´es. La table 3.2 montre les efficacit´es obtenues pour des ´electrons de 25 GeV (30 GeV) `a basse (haute) luminosit´e, sur la gamme en pseudorapidit´e|η_{| < 2,47. La zone jonction dans}

le calorim`etre, situ´ee entre 1, 37 < |η_{| < 1,52, est exclue. L’efficacit´e totale} εe est de ∼ 73% (∼ 71%) pour des ´electrons de 25 GeV (30 GeV). Elle est constante suivant η. L’efficacit´e

3.4. IDENTIFICATION DES ´ELECTRONS

εe(in %) low luminosity high luminosity LVL1 95, 8 ± 0,3 95, 9 ± 0,2

Calo 91, 2 ± 0,4 90, 0 ± 0,3 ID 81, 3 ± 0,5 78, 7 ± 0,4 ID-Calo 76, 4 ± 0,6 73, 0 ± 0,4 TRT 73, 5 ± 0,6 71, 3 ± 0,4

Tab. 3.2: Efficacit´e εe d’identification des ´electrons c´elibataires. La zone jonction dans le calorim `etre,

situ´ee entre 1, 37 < |η_{| < 1,52, est exclue.}

d’identification des performances est v´erifi´ee avec les ´electrons de signal dans le lot de jets inclusifs. Comme la fraction des ´ev´enements avec des ´electrons de signal est tr`es faible, les erreurs statistiques seront importantes. Pour les ´electrons provenant de d´esint´egration de W/Z, l’efficacit´e est de 69± 5%. Cela correspond `a 43 W se d´esint´egrant semileptoniquement. Le bruit de fond QCD `a ce signal est initialement∼ 105 fois plus important. Comme nous allons le voir, dans le lot de jets QCD, apr`es application des crit`eres d’identification, seulement 33 amas sont mal identifi´es comme des ´electrons. La puret´e du lot d’´electrons issus de W, d´efinie comme le nombre de candidats ´electrons divis´e par le nombre total de candidats s´electionn´es, est de∼ 0.6.

L’application des crit`eres de s´election aux ´electrons provenant de la d´esint´egration semilep-tonique de quarks b et c donne un total de 46 candidats. Cela correspond `a une efficacit´e qui est seulement de 4.4 ± 0.6% car ces ´electrons ne sont pas isol´es et de basse impulstion transverse, et donc ont peu de chance de passer le d´eclenchement de niveau 1. L’efficacit´e, normalis´ee au nombre de candidats passant ce d´eclenchement de niveau 1 est de 54± 7%.

Facteur de rejet des jets QCD et rapport signal sur bruit

Comme d´ecrit dans le paragraphe 3.1, le lot d’´ev´enements dijets comporte aussi des photons directs, du rayonnement de quark et de la production de W, Z et quark top. De plus une partie des ´ev´enements contient des ´electrons provenant de la d´esint´egration semileptonique de quarks lourds. Pour les ´etiqueter on utilise le fait que les ´ev´enements provenant directement d’un quark doivent avoir un faible rayon au niveau du vertex. Ainsi un ´electron qui a un rayon, estim´e `a partir des informations du bloc v´erit´e, plus petit que 10 mm est consid´er´e comme ´etant de signal et est donc exclu de l’analyse. Une m´ethode alternative consiste `a couper sur une impulsion transverse pT≥ 16 GeV/c et de v´erifier que cette particule ne provient pas d’une conversion. Les deux m´ethodes donnent le mˆeme r´esultat. Tous ces ´ev´enements ne sont pas pris en consid´eration dans la mesure du facteur de rejet des jets QCD. Par contre ils sont pris en compte dans la mesure du rapport signal sur bruit, c’est `a dire sur le nombre d’´electrons restants dans le lot de jets inclusif sur le nombre de hadrons charg´es.

3.

S ´EPARATION ´ELECTRONS/JETS

Le calcul du facteur de rejet des jets QCD est fait par rapport au nombre de jets ayant une ´energie transverse plus grande que 17 GeV. Les jets sont reconstruits avec le programme de simulation rapide ATLFAST. Les fichiers utilis´es pour cette analyse ne sont pas complets puisqu’ils passent `a travers un filtre d´ecrit pr´ec´edemment, et ne contiennent qu’une fraction

εf = 8, 33% de tous les ´ev´enements engendr´es. Le nombre initial d’´ev´enements est ´egal `a Ni/εf. Le nombre initial de jets N_jets est d´etermin´e par ailleurs sur un sous-lot d’´ev´enements. Ces nombres sont bas´es sur l’´etude de Ntot = 2 × 10⁶ ´ev´enements dijet, avant l’application du filtre sur les particules. Le facteur de normalisation est alors N_jets/Ntot. Le nombre total de jets utilis´e dans cette ´etude est alors donn´e par : Nⁱ_jet =^Ni×Njets

εf×Ntot. Le facteur de rejet R(jet) sur les jets QCD est d´efini par le rapport du nombre initial de jets Nⁱ_jet sur le nombre de jets mal identifi´es N^res_jet :

R(jet) = ^N i jet

N^res_jet . (3.2)

Le facteur de rejet apr`es le niveau calorim´etrique est de∼ 3000. Apr´es les crit`eres d’association ID-Calo les hadrons charg´es restent le principal bruit de fond. Le rapport signal sur bruit est alors 2 : 1 pour un facteur de rejet des jets QCD de l’ordre de 0.6 × 105. Le signal provient alors pour moiti´e d’´electrons provenant de la d´esint´egration semileptonique de quarks lourds et d’´electrons isol´es provenant de la d´esint´egration de bosons W et Z. Le facteur de rejet des jets QCD peut ˆetre grandement am´elior´e en utilisant le pouvoir de rejet du TRT. Pour une efficacit´e d’identification des ´electrons d’environ 70% un facteur de rejet des jets QCD de pr`es de 2× 105

est atteint. Il reste alors seulement 33 candidats dans le lot de jets QCD, dont 7 dans le tonneau et 26 dans les parties bouchons. Cette diff´erence peut ˆetre compris en regardant la distribution de E/p dans la figure 3.9. Cette variable montre de larges queues dans la distribution pour des ´electrons dues aux ´electrons de conversion et au rayonnement de freinage. Sept candidats ont une ´energie transverse plus basse que 22 GeV, i.e sont s´electionn´es uniquement par le menu de d´eclenchement `a deux objets. Parmi les candidats restants 23 sont des ´electrons provenant de photons de conversion. La moiti´e de ces conversions sont tr`es asym´etriques, i.e le membre de la paire e⁺e⁻ qui est s´electionn´e par l’algorithme transporte la plus grande partie de l’impul-sion transverse. L’autre membre est une trace d’´electron avec une petite impull’impul-sion transverse (qqs GeV/c). Ces conversions sont difficiles `a reconstruire. Les r´esultats de l’algorithme d’iden-tification des conversions n’´etaient pas disponibles `a l’´epoque de l’analyse et n’ont donc pas pu ˆetre utilis´es. Cinq des ´ev´enements sont des hadrons (2π+, 1π− et 2 K⁺) qui transportent plus d’un tiers de l’´energie de l’amas. L’´ev´enement restant correspond `a une collection de traces hadroniques, aucune ne dominant en impulsion.

Ainsi, en enlevant les photons de conversion, on pourrait obtenir l’identification d’un lot pur d’´electrons inclusif tout en obtenant un facteur de rejet des jets QCD de l’ordre de 10⁶.

Dans le document Reconstruction et identification des électrons dans l'expérience Atlas. Participation à la mise en place d'un Tier 2 de la grille de calcul (Page 70-74)