La simulation rapide propose une approche diff´erente : on utilise non plus des quantit´es reconstruites, mais des quantit´es extrapol´ees `a partir de grandeurs initiales des particules. Cette extrapolation est charg´ee de reproduire la r´eponse des d´ etec-teurs grˆace `a l’introduction de fonctions de r´eponse, sous forme param´etrique, avec des termes stochastiques.
Ces fonctions de r´eponse des d´etecteurs sont obtenues `a partir des simulations d´ e-taill´ees, puis param´etris´ees. Le logiciel utilis´e pour la simulation rapide dans Atlas est Atlfast [18].
On dispose in fine des mˆemes types d’objets qu’avec la simulation d´etaill´ee, et l’on peut mener `a bien des analyses complexes avec un nombre d’´ev´enements sta-tistiquement suffisant. Cela dit, pour comprendre avec finesse certains ph´enom`enes complexes, la simulation rapide s’av`ere limit´ee, et il est toujours bienvenu de confir-mer une analyse men´ee sur des ´ev´enements issus de la simulation rapide grˆace `a la simulation d´etaill´ee.
III.2.1 Les jets
Les jets sont obtenus, pour la simulation rapide, par l’application d’un algorithme de cˆone sur une param´etrisation des calorim`etres, en l’occurrence une simple grille en η − φ.
Dans cette grille est “d´epos´ee” l’´energie des particules. Un algorithme est charg´e de d´etecter les amas d’´energie, lesquels sont ensuite “liss´es” : on ajoute `a leur valeur en ´energie une valeur pseudo-al´eatoire tir´ee d’une distribution gaussienne centr´ee sur z´ero et de largeur d´etermin´ee par la r´esolution en ´energie que l’on souhaite obtenir. Les jets ainsi d´etermin´es sont des quadrivecteurs, d´efinissant l’axe d’un cˆone (de rayon ∆R < 0, 4 dans la plupart des cas, dans Atlas), et une ´energie. Dans Atlfast, cette derni`ere est calcul´ee de telle sorte que la “masse” des jets soit nulle.
Fig. III.1.4 – Repr´esentation graphique d’un ´ev´enement H → µ+µ− e+e− simul´e de mani`ere d´etaill´ee. On peut voir des projections dans les plans X − Y (en haut) et R − z (en bas). Les points blancs mat´erialisent les coups dans le d´etecteur interne, et les barres les d´epˆots d’´energie dans les calorim`etres. Les trajectoires reconstruites sont repr´esent´ees par les lignes les moins claires. L’´echelle est dilat´ee pr`es de l’axe du faisceau, afin de distinguer le d´etecteur interne.
Label de jet Un “label” leur est attribu´e `a partir des informations Monte-Carlo, ce qui est sp´ecialement int´eressant pour les ´etudes sur l’´etiquetage des jets b (voir chapitre IV) : apr`es les radiations dans l’´etat final, si un quark lourd (b ou c) d’impulsion transverse pT > 5 GeV/c est trouv´e dans un cˆone de rayon ∆R < 0, 2 autour de l’axe du jet , ce dernier est labell´e avec la saveur du quark. Sinon, le jet est labell´e l´eger.
Ceci permet de connaˆıtre les jets b d’un ´ev´enement, et ainsi de v´erifier les perfor-mances d’´etiquetage. Toutefois, un label n’est attribu´e qu’aux jets v´erifiant |η| < 2, 5, c’est `a dire ceux dont les traces peuvent ˆetre reconstruites par le d´etecteur interne. Seuls ces jets, en effet, sont susceptibles d’ˆetre ´etiquet´es par la suite.
Calibration des jets Id´ealement, l’´energie d’un jet devrait correspondre `a l’´energie de la particule qui en est l’origine. Pourtant, des particules issues en cascade du parton original peuvent se retrouver en dehors du cˆone du jet . L’´energie mesur´ee des jets est donc inf´erieure `a leur ´energie r´eelle.
Afin de compenser les pertes d’´energie dues aux particules en dehors du cˆone, les jets doivent subir une recalibration en ´energie. Celle-ci d´epend de l’impulsion transverse pT, mais ´egalement de la saveur du quark `a l’origine du jet : l’´energie des jets b est moins bien estim´ee que celle des jets l´egers, et la correction en ´energie est donc plus importante. En effet, les jets b contiennent en moyenne plus de leptons, `a cause des cascades de d´esint´egration B → `X. Ces leptons mous sont accompagn´es d’un neutrino, dont l’´energie manquante contribue `a sous-estimer l’´energie du jet .
Un facteur de calibration a donc ´et´e ´etabli, en fonction de la saveur du jet consi-d´er´e et de son impulsion transverse : Kjet = ppartonT /pjetT . Les distributions de ces facteurs ont ´et´e cr´e´ees grˆace `a des ´ev´enements du canal WH issus de la simulation rapide : H → uu, pour les jets l´egers, et H → bb pour les jets b ([18]). Elles ont ensuite ´et´e param´etr´ees par des polynˆomes (figureIII.2.1), puis int´egr´ees `a Atlfast pour ˆetre facilement utilis´ees dans les analyses.
III.2.2 Les leptons
Les leptons sont simul´es d’une mani`ere assez rudimentaire avec Atlfast, puisque la direction de ces derniers n’est pas d´egrad´ee, et que seule l’´energie est l´eg`erement alt´er´ee pour rendre compte des effets de r´esolution du d´etecteur.
Les muons avec |η| < 2, 5 et pT > 6 GeV/c sont retenus, ainsi que les ´electrons avec |η| < 2, 5 et pT > 5 GeV/c pour lesquels l’amas d’´energie reconstruit est identifi´e (∆Re,amas < 0, 1). Par la suite, ils sont dits isol´es si l’amas form´e par leur d´epˆot d’´energie est s´epar´e de ∆R > 0, 4 d’autres amas, et si l’´energie transverse ET = E sin θ dans un cˆone ∆R < 0, 2 est inf´erieure `a 10 GeV.
Il est `a noter qu’aucune inefficacit´e sur la reconstruction des leptons n’est simul´ee par Atlfast, si bien qu’un facteur doit ˆetre ajout´e par la suite si l’on veut en tenir
Fig. III.2.1 – Courbes de recalibration en ´energie des jets, en fonction de leur impulsion transverse. En trait plein rouge, pour les jets b ; en pointill´es bleus, pour les jets l´egers.
compte. Une valeur de 90% pour ce facteur est consensuellement utilis´ee dans les analyses par la collaboration Atlas.