3.3 L’analyse multijet
3.3.10 Test d’intégrité
Le test d’intégrité consiste à tester les corrections résiduelles absolues précé-demment extraites. Pour cela, on répète toute l’analyse en appliquant l’ensemble des corrections en énergie des jets, y compris les corrections résiduelles absolues. Des corrections parfaites permettraient d’avoir une réponse moyenne identique sur les simulations et sur les données (rapport données/MC des réponses égal 1). En pratique, puisque les corrections résiduelles sont le résultats de la combinaison de différentes analyses (γ/Z + jets, multijet), la réponse en énergie des jets est cor-rigée en moyenne (rapport données/MC des réponses proche de 1). Ainsi, nous ne montrons ici que le résultat du test d’intégrité appliqué à l’analyse multijet, mais il reste important de considérer le test d’intégrité dans sa globalité (c’est-à-dire l’ensemble des résultats des tests obtenus sur chaque analyse) pour juger de la qualité des corrections résiduelles absolues extraites.
La figure 3.17 représente le résultat de ce test d’intégrité, autrement dit
l’évolu-tion des réponses moyennes MJB et MPF en foncl’évolu-tion du pT, recul après application
de l’ensemble des corrections des jets, corrections résiduelles absolues inclues. Dans le cas de l’analyse à 8 TeV, l’application des corrections résiduelles absolues après l’ajustement global semble détériorer l’accord entre les données et les
simu-lations dans les régions à bas pT alors que cet accord est légèrement amélioré à
moyen et haut pT. On remarque en effet sur la figure 3.16(b) (où la ligne noire
re-présente l’inverse des corrections résiduelles absolues à appliquer en fonction du
pT) que les corrections sont plus importantes à haut pT qu’à bas pT, ce qui explique
ce comportement pour le test d’intégrité. Les corrections en énergie des jets sont obtenues en moyennant les effets de différentes analyses (γ + jets, Z + jets et mul-tijet) au sein de l’ajustement global : il est donc normal que le test d’intégrité ne soit pas exact pour chaque analyse individuellement. Il a été observé un excellent accord entre les données et les simulations après application des corrections pour les analyses γ/Z + jets. La détérioration dans le cas de l’analyse multijet corres-pond à un effet mineur puisque la différence entre données et simulations change de - 2 % à + 2 % après application des corrections résiduelles dans le cas de la mé-thode MPF et de + 2 % à +5 % dans le cas de MJB. Pour les données à 13 TeV, on remarque que l’accord entre les données et les simulations est nettement amélioré
3.4 Conclusion 103 Response 0.93 0.94 0.95 0.96 0.97 0.98 0.99 1 1.01 1.02 (8 TeV) -1 19.7 fb CMSPreliminary MJB, MC MJB, data MPF, MC MPF, data (GeV) T, recoil p 400 600 800 1000 1200 1400 Data / MC 0.95 1 1.05 0.0008 ± Fit MJB: 1.0048 0.0008 ± Fit MPF: 1.0021 (a) Response 0.94 0.96 0.98 1 1.02 1.04 1.06 (13 TeV) -1 2.26 fb CMSPreliminary MJB, MC MJB, data MPF, MC MPF, data (GeV) T, recoil p 400 600 800 1000 1200 1400 1600 1800 Data / MC 1 1.05 Fit MJB: 0.9985 ± 0.0020 0.0020 ± Fit MPF: 0.9994 (b)
Figure 3.17 – Évolution des réponses moyennes MJB (marqueurs bleus vide) et
MPF (marqueurs orangés pleins) en fonction de pT, recul, pour les données 2012 à
8 TeV (gauche) et celles de 2015 à 13 TeV (droite), après application des corrections résiduelles absolues (test d’intégrité). Les données (les simulations) sont représen-tées par les marqueurs ronds (carrés). Pour l’analyse à 8 TeV, la zone grise hachu-rée représente les incertitudes statistiques et systématiques des simulations. Les bandes colorées représentent les incertitudes totales (statistiques et systématiques - avant ajustement-) du MC et les barres d’erreurs les incertitudes statistiques des données.
3.4 Conclusion
Nous avons pu voir dans ce chapitre comment sont dérivées les corrections en énergie des jets au sein de la collaboration CMS. Cette calibration menée en amont des analyses de physique est d’un enjeu capital, puisque l’incertitude liée à ces corrections constitue une des sources d’erreur systématique dominante dans la majorité des mesures de précision comme par exemple la détermination de la masse du quark top avec des événements contenant des jets [116] pour laquelle l’incertitude liée à la JES est de 0,26 GeV à 8 TeV (à comparer avec l’incertitude systématique totale de 0,59 GeV).
L’analyse des événements multijet pour contraindre l’échelle absolue en pT des
jets de haute impulsion est menée pour la première fois dans CMS et a déjà fait ses preuves. À 8 TeV, elle a notamment contribué à une diminution de l’incertitude
Chapitre
4
Étude phénoménologique de modèles
prédisant des particules de spin 0 se
désintégrant en t¯t
D’une masse équivalente à celle d’un noyau d’or, le quark top est la particule élémentaire le plus lourde connue à ce jour. De ce fait, il est le dernier quark à avoir été découvert : sa mise en évidence en 1995 par les expériences CDF [19] et D∅ [20] est un des accomplissements majeur du Tevatron. Il s’est en effet écoulé dix-huit années entre sa découverte et celle de son partenaire d’isospin faible, le quark b, autant d’années nécessaires pour dépasser le fossé qui sépare la masse du b et celle du t.
Les propriétés du quark top sont amplement étudiées au Tevatron et au LHC. En particulier, les mesures de sa masse ont été menées par les collaborations CDF
et D∅ au Tevatron, mais également par ATLAS et CMS au LHC. Les résultats de
ces quatre expériences ont été combinées en mars 2014, avec les données du
Te-vatron correspondant à une luminosité intégrée de 8,7 fb−1des collisions
proton-antiproton à une énergie dans le centre de masse de 1,96 TeV, et les données du
LHC correspondant à une luminosité intégrée de 4,9 fb−1 des collisions
proton-proton à une énergie dans le centre de masse de 7 TeV. Cette combinaison a conduit à la moyenne mondiale pour la masse du quark top de [117] :
mTevatron+LHCt = 173,34 ± 0,27 (stat.) ± 0,71 (syst.) GeV (4.1) Les derniers résultats des expériences ATLAS et CMS (2015) sont représentés sur la figure 4.1 où sont également représentés les résultats de la combinaison LHC (ATLAS et CMS) de septembre 2013 et de la combinaison LHC + Tevatron de mars 2014.
Proche de l’échelle de brisure de symétrie électrofaible (v =
−μ2
λ = 2MW
g ≈
246 GeV, cf. partie 1.2.5.3), la masse élevée du quark top (mt v/√2) lui confère
des propriétés singulières, tant au sein du Modèle Standard qu’au-delà du mo-105
[GeV] top m
165 170 175 180 185
ATLAS+CMS Preliminary LHCtopWG mtop summary, s = 7-8 TeV
shown below the line (*) Superseded by results
Sep 2015 World Comb. Mar 2014, [7]
0.67) GeV ± 0.76 (0.36 ± = 173.34 top m stat
total uncertainty total stat
Ref. s syst) ± total (stat ± top m
ATLAS, l+jets (*) 172.31± 1.55 (0.75 ± 1.35) 7 TeV [1]
ATLAS, dilepton (*) 173.09± 1.63 (0.64 ± 1.50) 7 TeV [2]
CMS, l+jets 173.49± 1.06 (0.43 ± 0.97) 7 TeV [3]
CMS, dilepton 172.50± 1.52 (0.43 ± 1.46) 7 TeV [4]
CMS, all jets 173.49± 1.41 (0.69 ± 1.23) 7 TeV [5]
LHC comb. (Sep 2013) 173.29± 0.95 (0.35 ± 0.88) 7 TeV [6]
World comb. (Mar 2014) 173.34± 0.76 (0.36 ± 0.67) 1.96-7 TeV [7]
ATLAS, l+jets 172.33± 1.27 (0.75 ± 1.02) 7 TeV [8]
ATLAS, dilepton 173.79± 1.41 (0.54 ± 1.30) 7 TeV [8]
ATLAS, all jets 175.1± 1.8 (1.4 ± 1.2) 7 TeV [9]
ATLAS, single top 172.2± 2.1 (0.7 ± 2.0) 8 TeV [10]
)
l+jets, dil. Mar 2015
(
ATLAS comb. 172.99± 0.91 (0.48 ± 0.78) 7 TeV [8]
CMS, l+jets 172.35± 0.51 (0.16 ± 0.48) 8 TeV [11]
CMS, dilepton 172.82± 1.23 (0.19 ± 1.22) 8 TeV [11]
CMS, all jets 172.32± 0.64 (0.25 ± 0.59) 8 TeV [11]
CMS comb. (Sep 2015) 172.44± 0.48 (0.13 ± 0.47) 7+8 TeV [11]
[1] ATLAS-CONF-2013-046 [7] arXiv:1403.4427 [2] ATLAS-CONF-2013-077 [8] Eur.Phys.J.C (2015) 75:330 [3] JHEP 12 (2012) 105 [9] Eur.Phys.J.C75 (2015) 158 [4] Eur.Phys.J.C72 (2012) 2202 [10] ATLAS-CONF-2014-055 [5] Eur.Phys.J.C74 (2014) 2758 [11] CMS PAS TOP-14-022
Figure 4.1 – Résumé des mesures directes de la masse du quark top effectuées par les collaborations ATLAS et CMS. Les résultats sont comparés à ceux de la combinaison LHC (ATLAS et CMS) de septembre 2013 (« LHC comb. ») et de la combinaison LHC + Tevatron de mars 2014 (« World comb. ») [118].
dèle lui-même. En effet, le quark top est le seul quark à se désintégrer avant que le processus d’hadronisation n’ait lieu, transmettant ainsi ses propriétés à ses pro-duits de désintégration : il offre donc une opportunité unique d’étudier un quark dans un état non lié. Ensuite, un grand nombre de modèles au-delà du Modèle Standard prédisent de fort couplage entre le quark top et la nouvelle physique. Ainsi, l’étude des états finaux possédant des quarks top est un moyen privilégié pour sonder la présence de nouvelle physique.
Après avoir résumé brièvement les propriétés du quark top, nous verrons com-ment celui-ci s’inscrit dans le cadre de la recherche de nouvelle physique. Nous présenterons ensuite l’étude phénoménologique qui a été menée pour trouver des points de référence théoriques à notre recherche de particules de spin 0 se désin-tégrant en t¯t.
4.1 Le top : un quark spécial 107