Rappel des hypoth eses theoriques denissant le cadre de la recherche
Nous travaillerons dans le cadre de l'extension minimale supersymetrique du mod ele stan-dard (2 doublets de Higgs) avec l'hypoth ese que la R-parite est conservee. Nous supposerons que le ~0
1 est la LSP. Nous e ectuerons la recherche de charginos et neutralinos dans le cadre general du MSSM sans contraintes d'unication.
Les modes de desintegration
Dans le chapitre I, on a montre la diversite des desintegrations possibles pour les charginos et les neutralinos. Celles-ci correspondent a di erentes signatures experimentales pour les evenements charginos et neutralinos. Nous etudierons dans cette partie les desintegrations
pour lesquelles les rapports d'embranchement sont dominants (ils le sont tant que les desinte-grations en cascade des charginos et des neutralinos en particules SUSY autres que la LSP sont negligeables): e+e; !~0 2~0 1 !~0 1~0 1Z() !~0 1~0 1qq! e+e; !~+ 1~; 1 !~0 1~0 1W+()W;() !~0 1~0 1qq!0l e+e; !~+ 1~; 1 !~0 1~0 1W+()W;() !~0 1~0 1qq!0q00q!000
Z() ou W() representent respectivement un boson Z ou W virtuel ou reel si la cinematique le permet. Dans ces desintegrations, l'etat nal observable dans le detecteur est purement hadronique ou semi-leptonique (presence d'un lepton isole dans l'evenement) nous n'avons pas pris en compte ici la recherche d'evenements dont l'etat nal est pure-ment leptonique avec de l'energie manquante, puisqu'une autre analyse dans L3 regarde precisement cet etat nal.
Pour la recherche de neutralinos, le cas le plus favorable serait l'etude de la production
e+e;
! ~0 1~0
1 malheureusement, l'etat nal ~0 1~0
1 est invisible, seul un rayonnement ini-tial emis par l'electron ou le positon pourrait ^etre detecte. Pour les charginos, nous nous bornerons a l'etude de la production e+e;
! ~+ 1~;
1 1]. En e et, les recherches au pic du
Z 2] combinees avec les recherches a p
s = 130;140 GeV 3] ont exclu une region de l'espace des param etres telle que la production de paires de charginos +
2;
1 et + 2;
2 est cinematiquement exclue au moins jusqu' ap
s= 183 GeV.
En supposant qu'il n'y a pas de desintegrations en cascade dans le secteur chargino-neutralino et que les desintegrations mentionnees ne soit pas supprimees, les rapports d'em-branchement sont: Br(~0 2 !~0 1qq!)'70% Br(~+ 1~; 1 !~0 1~0 1qq!0l )'44% Br(~+ 1~; 1 !~0 1~0 1qq!0q00q!000)'46%
Les desintegrations en cascades dans le secteur neutralino-chargino conduisent aux etats nals suivants: e+e; !~0 2~0 1 !~ 1~0 1W() !~0 1~0 1fWf!0 Wf00 Wf!000 W e+e; !~+ 1~; 1 !~0 2~0 1W+()W;() !~0 1~0 1fZf!ZfWf!0 Wf00 Wf!000 W
o u les fW etfZ sont des fermions produits dans les desintegrations des bosons Z et W. La premi ere desintegration en cascade a le m^eme etat nal et la m^eme topologie que les desintegrations directes des charginos (elle sera donc prise en compte naturellement dans l'analyse chargino). La seconde a un etat nal plus complique mais certaines congurations contiennent le m^eme nombre de particules visibles (quarks et leptons) que dans les 3 canaux de desintegration etudies.
Ces multiples congurations montrent la necessite d'avoir des selections inclusives, basees sur un trait commun a toutes les desintegrations de particules supersymetriques: l'energie manquante emportee par la LSP0
1.
Les topologies attendues dans le detecteur
Les quarks produits dans les desintegrations se fragmentent en hadrons suivant un pro-cessus schematise sur la gure III.1. La partie (a) est le niveau de production des quarks. A ce niveau, les quarks sont tr es energetiques et peuvent emettre des gluons qui emettent a leur tour de nouveaux partons (region (b): fragmentation). Les partons crees se rassemblent en-suite pour former des etats singlets de couleur: les hadrons (partie (c)). Finalement, dans la partie (d), les hadrons instables se desint egrent en hadrons stables visibles dans le detecteur. La partie (b) est calculable par la QCD perturbative alors que la partie (c) est decrite par la QCD non perturbative, et l'hadronisation fait donc appel a des mod eles phenomenologiques. On utilise le Monte Carlo JETSET 4] pour decrire la fragmentation et l'hadronisation des quarks.
Figure III.1: Schema des etapes successives de l'hadronisation des quarks.
La fragmentation des quarks donne lieu a des jets de particules hadroniques dont l'axe est oriente suivant la direction initiale des quarks. Compte tenu des desintegrations de charginos et neutralinos precedentes, les signatures attendues dans le detecteurs sont:
signature "semi-leptonique": l+jet+jet+6E (~+ 1~;
1 et ~0 2~0
2)
signatures "hadroniques": jet+jet+jet+jet+6E (~+ 1~; 1 et ~0 2~0 2) jet+jet+6E (~0 1~0 2) o u6E designe l'energie manquante emportee par les ~0
1 et les neutrinos lorsqu'il y en a. La gure III.2 montre les trois congurations di erentes des evenements que nous allons recher-cher. La gure III.2 (a) montre une conguration en 2 jets,6~P designe la direction de l'energie manquante totale. A partir de cette conguration on denit la variable d'acolinearite,acol, comme le supplementaire de l'angle entre les 2 jets dans l'espace et la variable d'acoplanarite,
acop, comme le supplementaire de l'angle entre les deux jets, projete dans le plan transversal a l'axe de collisione+e;. La gure III.2 (b) montre la conguration en 4 jets. On apparie les jets les plus proches an de denir deux directions privilegiees de l'evenement ~P12 (jets 1 et 2) et ~P34 (jets 3 et 4). Les deux directions permettent ensuite de calculer acol et acop
de la m^eme mani ere que dans le cas (a). La conguration semi-leptonique est indiquee sur la gure III.2 (c). La methode de calcul de acol et acop est similaire au cas (b), le lep-ton etant considere comme un jet pour l'appariement. Ces variables sont independantes du nombre de jets et de leur denition, elles sont cependant sensibles a la fraction d'energie manquante dans l'evenement. La methode pour l'appariement des jets sera expliquee dans la reconstruction des evenements.
(a) (b) (c)
Figure III.2: Topologies attendues dans le detecteur pour la desintegration des neutralinos dans le canal hadronique (a) et pour la desintegration des charginos dans les canaux hadro-niques (b) et semi-leptohadro-niques (c).
Pour la suite, il est utile de denir la di erence de masse *M entre Mspart, la masse de la particule supersymetrique la plus lourde produite dans les interactions e+e; (
1 ou 0 2
dans notre cas), etMLSP, la masse de la LSP:
*M =Mspart;MLSP (III.1)
Lorsque *M est grand, la masse de la LSP est petite et il y a une faible energie man-quante. Quand *M est petit, l'energie visible dans le detecteur est faible. Comme nous le montrerons dans la suite, les distributions pour le signal se modient en fonction du *M des evenements chargino ou neutralino produits avec di erents *M seront donc soumis a des fonds standards di erents.