5.1.2 Les bruits de fond
Notre signal correspond à une particule de spin 0 se désintégrant en t¯t. Expé-rimentalement, la désintégration semi-leptonique d’une paire t¯t se traduit par la présence d’un lepton isolé, d’au moins 4 jets et de l’énergie transverse manquante (associée au neutrino). Il faut donc considérer comme bruits de fond tous les pro-cessus physiques du Modèle Standard produisant des états finaux similaires sur-vivant à la sélection appliquée à nos événements (détaillée en partie 5.3).
Le bruit de fond dominant, irréductible, correspond à la production MS de paires t¯t. Les autres bruits de fond considérés sont la production de bosons W et Z (où un des leptons provenant de la désintégration du Z est mal identifié) avec des jets associés, notés dans la suite W + jets et Z + jets respectivement, et la produc-tion de quarks top célibataires. Les producproduc-tions associées de deux bosons (WW, WZ, ZZ), dites di-boson, font également partie des bruits de fond, toutefois mi-noritaires comparés aux bruits de fond précédemment cités. Les sections efficaces de production de chacun de ces processus sont données dans le tableau 5.3.
Les événements multijets, où un des jets peut être faussement identifié comme un lepton, devraient également être considérés comme bruits de fond à l’analyse. Cependant, après application de la sélection, ces événements sont très largement supprimés dans le canal où le lepton sélectionné est un muon, qui est celui étudié dans ce chapitre. Ainsi, les fonds multijet ne sont pas inclus dans notre analyse.
Processus σ8 TeV(pb) σ13 TeV(pb) σ13 TeV/σ8 TeV
t¯t (NNLO) 245,8 831,8 3,4
W + jets (NNLO) 115093,1 192934,1 1,7
Z + jets (NNLO) 34976,2 59667,3 1,7
Top célib. (voie s) (NNLO appr.) 5,6 11,4 2,0
Top célib. (voie t) (NNLO appr.) 87,1 217,0 2,5
Top célib. (voie tW) (NNLO appr.) 22,4 71,7 3,2
WW (NLO) 56,0 118,7 2,1
WZ (NLO) 21,8 47,1 2,2
ZZ (NLO) 7,6 10,3 1,4
Table 5.3 – Section efficace de production des différents bruits de fond considérés
dans l’analyse, pour une énergie dans le centre de masse de 8 TeV (σ8 TeV) et de
13 TeV (σ13 TeV).
5.2 Reconstruction des événements et identification
des objets
Dans cette analyse, on s’intéresse aux désintégrations semi-leptoniques des paires t¯t. Parmi l’ensemble des événements à notre disposition, on souhaite
gar-der uniquement ceux contenant exactement un lepton isolé, au moins quatre jets et de l’énergie transverse manquante associée au neutrino. Nous ne sélectionnons que les événements pour lesquels le lepton isolé est un muon. Les cas où le lepton est un électron ou un tau ne sont pas considérés ici. Toutefois, si le tau se désin-tègre en muon, l’événement associé peut être sélectionné. La stratégie de sélection des événements et de reconstruction de la masse invariante t¯test identique à celle utilisée dans la recherche de résonance de spin 1 se désintégrant en paires t¯t op-timisée pour les topologies non boostées du canal semi-leptonique et présentée en [113].
5.2.1 Reconstruction générale
Les événements sont reconstruits à l’aide de l’algorithme Particle Flow, détaillé dans le chapitre 2. Parmi les candidats issus du Particle Flow, on identifie les muons et les électrons isolés (partie 2.4.3). On identifie ensuite les hadrons chargés pro-venant de l’empilement en suivant la procésure CHS (partie 2.4.2). On procède ensuite à la reconstruction des jets à partir des candidats PF restants (c’est-à-dire qui ne sont identifiés ni comme leptons isolés, ni comme hadrons chargés issus de l’empilement).
Pour que les événements simulés reproduisent correctement les conditions d’empilement observées sur les données, on applique un poids aux distributions du nombre d’interactions sur le MC pour qu’elles soient en accord avec celles enre-gistrées sur les données. Les distributions du nombre d’interactions sont obtenues comme expliqué en partie 2.4.7.2.
5.2.2 Identification des objets
Il convient de définir les différents critères d’identification des objets utilisés dans l’analyse. Ces critères, listés dans ce paragraphe et recommandés par la col-laboration, permettent de s’assurer de la qualité des objets physiques utilisés.
5.2.2.1 Les leptons
Différents critères d’identification des leptons sont utilisés dans cette analyse : des critères stricts permettant de sélectionner des leptons de qualité correspon-dant au lepton principal de l’événement (identification tight), et des critères lâches permettant d’effectuer un véto sur la présence de leptons additionnels. Dans ce chapitre, nous ne considérons que les cas où le lepton principal est un muon. Ainsi nous définissons ici les critères d’identification strictes uniquement pour le muon. Les valeurs des différentes coupures indiquées sont celles utilisées pour l’analyse à 8 TeV. Les valeurs utilisées à 13 TeV, lorsqu’elles sont différentes, sont données entre parenthèses.
5.2 Reconstruction des événements et identification des objets 157 Les muons
Un muon est identifié comme lâche s’il répond aux critères suivants :
• Il doit être reconstruit avec l’algorithme PF, et être soit un muon global, soit un muon tracker (voir partie 2.4.1.1) ;
• Son isolation relative (corrigée des effets d’empilement, voir partie 2.4.3) Icorr.
μ doit être inférieure à 20 % (25 %) ;
• Il doit vérifier pT > 10 GeV et|η| < 2,5 (2,4).
Un muon est identifié comme tight s’il répond aux critères suivants : • Il doit être reconstruit avec l’algorithme PF, et être un muon global ; • Son isolation relative corrigée Icorr.
μ doit être inférieure à 12 % (15 %) ;
• La valeur du χ2de l’ajustement global de la trace divisée par le nombre de degrés de liberté de l’ajustement doit être inférieure à 10 ;
• Il doit avoir laissé des coups dans plus de 5 couches du trajectographe ; • L’ajustement global de la trace doit comprendre au moins un coup dans les
chambres à muons ;
• La trace dans le trajectographe doit comprendre au moins un coup dans le détecteur à pixel ;
• Les segments de trace associés au muon global doivent coïncider avec au moins 2 stations du spectromètre à muon ;
• Le paramètre d’impact transverse d0, c’est-à-dire la distance minimale entre la trace et le vertex primaire, doit être inférieure à 0,2 cm ;
• La distance selon z entre la trace et le vertex primaire, dz, doit être inférieure à 0,5 cm ;
• Il doit vérifier pT > 26 GeV (22 GeV) et|η| < 2,1 (2,4).
Pour tenir compte de la différence sur les efficacités d’identification et d’iso-lation des muons observée entre les données et les simud’iso-lations, on applique un facteur correctif au MC. Ces facteurs sont fournis centralement par la
collabora-tion, pour différentes régions en pT et η de l’objet physique considéré.
Les électrons
Les critères lâches utilisés pour l’identification des électrons sont résumés dans
le tableau 5.4. ΔηIN(ΔφIN) est la différence entre la pseudorapidité η (l’angle
azi-mutal φ) de l’amas calorimétrique et celle (celui) de la trace de l’électron. σiηiη
représente la largeur de l’agrégat calorimétrique en|η| et caractérise la forme de
la gerbe électronique dans le calorimètre électromagnétique. H/E correspond au rapport entre l’énergie collectée dans le calorimètre hadronique et celle collectée dans le calorimètre électromagnétique.
Variable Critère (8 TeV) Critère (13 TeV) est un électron PF |ΔηIN| < 0,007 < 0,0152 |ΔφIN| < 0,8 < 0,216 σiηiη < 0,01 < 0,0114 H/E < 0,15 < 0,181 d0 < 0,04 cm < 0,0564 cm dZ < 0,2 cm < 0,472 cm Icorr. e < 0,15 < 0,126 pT ≥ 20 GeV |η| < 2,5
Table 5.4 – Critères d’identification des électrons.
5.2.2.2 Les jets
L’agglomération des jets est réalisée à l’aide de l’algorithme anti-kT avec un
paramètre R de 0,5 (0,4 à 13 TeV). Les jets doivent répondre aux critères d’identi-fication lâches définis en partie 2.4.4.2. Les différentes corrections en énergie sont appliquées aux jets, dont les corrections résiduelles appliquées uniquement sur les données. On applique également un facteur de correction permettant de dé-grader la résolution des jets obtenues pour les simulations afin que celle-ci cor-responde à celle obtenue sur les données.
L’algorithme CSV est utilisé pour identifier les jets provenant de l’hadronisa-tion d’un quark b. Le point de foncl’hadronisa-tionnement moyen est employé,
correspon-dant à une efficacité d’étiqueter les jets de b de∼ 70 % et une probabilité
d’identi-fier comme b un jet léger de 1 %. Les facteurs correctifs permettant de prendre en compte la différence d’efficacité d’étiquetage des jets de b et de probabilité de faus-sement étiqueter b un jet léger observée entre les données et le MC sont appliqués
aux simulations. Ces facteurs sont fonctions du pT et η du jet considéré.
5.2.2.3 L’énergie transverse manquante
L’énergie transverse manquante est calculée conformément à l’équation (2.19), en propageant les corrections en énergie des jets au calcul (voir partie 2.4.6).
De plus, des filtres sont appliqués pour supprimer les événements contenant de la fausse énergie transverse manquante. En effet, de rares événements contiennent une quantité anormalement grande d’énergie transverse manquante, provenant par exemple du bruit dans le HCAL ou de collisions entre les protons des fais-ceaux et le gaz résiduel présent dans les tubes transportant les faisfais-ceaux.
5.3 Sélection des événements 159
5.3 Sélection des événements
5.3.1 Pré-sélection
Une première pré-sélection est effectuée en demandant à ce que les événe-ments enregistrés sur les données aient passé le chemin de déclenchement
requé-rant un muon isolé avec pT > 17 GeV et |η| < 2,1 ainsi qu’un minimum de trois
jets centraux (|η| < 2,4) dont les seuils en pT dépendent de la période de prise de
données et varient entre 20 et 45 GeV, comme représenté sur le tableau 5.5. Les ef-ficacités des différents chemins de déclenchement sont fournies centralement par la collaboration CMS et sont en moyenne de 89,5 %. Afin de tenir compte des dif-férences d’efficacités entre les données et le MC, des facteurs correctifs, calculés centralement dans CMS, sont appliqués aux simulations.
Luminosité équivalente Chemin de déclenchement
1,4 fb−1 HLT_IsoMu17_eta2p1_TriCentralPFJet30
5,9 fb−1 HLT_IsoMu17_eta2p1_TriCentralPFNoPUJet30
5,6 fb−1 HLT_IsoMu17_eta2p1_TriCentralPFNoPUJet30_30_20
5,3 fb−1 HLT_IsoMu17_eta2p1_TriCentralPFNoPUJet45_35_25
Table 5.5 – Chemins de déclenchement utilisés à 8 TeV pour différentes périodes de prise de données (ordonnées de façon chronologique). La luminosité équiva-lente accumulée par chacun des chemins de déclenchement pendant la période associée est également présentée.
Pour les données à 13 TeV, l’événement doit avoir passé soit le chemin de
déclenchement requérant un muon global isolé avec pT > 20 GeV et |η| < 2,4
(HLT_IsoMu20), soit celui requérant un tracker muon isolé avec pT > 20 GeV et
|η| < 2,4 (HLT_IsoTkMu20).
5.3.2 Sélection hors-ligne des événements
Cette pré-sélection est ensuite renforcée hors-ligne en appliquant des coupures supplémentaires sur les événements. Les valeurs des différentes coupures indi-quées sont celles utilisées pour l’analyse à 8 TeV et on précise entre parenthèses les valeurs utilisées à 13 TeV lorsqu’elles sont différentes.
Les événements sélectionnés doivent contenir exactement un muon isolé de
qualité avec pT > 26 GeV (22 GeV) et |η| < 2,1 (2,4). On rejette les événements
contenant des leptons (électrons ou muons) supplémentaires identifiés avec les critères lâches, afin de réduire le bruit de fond issu des événements Z + jets et de rejeter les événements associés aux désintégrations di-leptoniques des paires t¯t.
De plus, l’événement est gardé s’il contient au moins quatre jets bien identifiés avec|η| < 2,4. L’impulsion transverse minimale requise pour ces jets évolue avec
la période de prise de données afin de prendre en compte les changements dans
les chemins de déclenchement. Ainsi, pour les premiers 12,9 fb−1de données, on
demande à ce que le pT des quatre premiers jets de plus haute impulsion soient
supérieurs à 45/45/45/30 GeV, puis supérieurs à 55/45/35/30 GeV pour les
der-niers 5,3 fb−1de données. Pour être sélectionnés, les jets additionnels doivent
vé-rifier pT > 30 GeV et|η| < 2,4. À 13 TeV, les chemins de déclenchement utilisés
n’imposent aucune contrainte sur le nombre de jets centraux et leur impulsion
as-sociée : les coupures graduelles sur le pT des trois premiers jets utilisée à 8 TeV
est relâchées, et on demande simplement à l’ensemble des jets de l’événement de
vérifier pT > 30 GeV et |η| < 2,4. L’événement doit également contenir au moins
un jet étiqueté b.
Enfin, on demande à ce que l’énergie transverse manquante soit supérieure à 20 GeV, afin de réduire la contamination issue du bruit de fond multijet. À 13 TeV,
cette condition est remplacée par la coupure sur la masse transverse du W (mW
T ) suivante, plus efficace pour la sélection du signal et la réjection le bruit de fond multijet : mWT = 2pl Tpν T · (1 − cos Δφ(l, ν)) > 50 GeV avec pνT ≡ /ET.
Les événements sont divisés en deux catégories selon le nombre de jets
étique-tés b : soit les événements contiennent exactement un jet étiqueté b (notée Nb-tag =
1), soit deux jets étiquetés b ou plus (notée Nb-tag ≥ 2).