Etude de la désintégration du boson de Higgs dans le canal à quatre électrons. Les principaux paramètres affectant le potentiel de détection dans ce canal sont l'efficacité de la reconstruction et de l'identification des électrons et le rejet du bruit de fond.
Les fermions
Le siècle dernier a vu l’émergence d’une nouvelle compréhension de la nature, à un niveau fondamental, avec l’apparition du modèle standard de physique des particules. Ce modèle permet une description relativement simple de la matière et des forces qui régissent son évolution, basée sur la mécanique quantique et la relativité restreinte.
Les bosons
La figure 4.7 de gauche montre la position enη des électrons non reconstruits en fonction de la fraction énergétique. Ainsi, les découpes sur la forme de la gerbe dans l'espace médian (weta2) ont été resserrées, tout comme les découpes sur la fuite hadronique (Rhad, Rhad1).
La théorie quantique des champs
Symétries et lois de conservation
Invariance de jauge et électrodynamique quantique (QED)
Chromodynamique quantique (QCD)
L’interaction faible
La théorie électrofaible et le mécanisme de Higgs
L’interaction électrofaible
16 nBl Atteint le nombre de points de mesure de piste dans le joueur 20 track−match∆η ηdepot2 −ηtraceextrap. 16 nBlHits nombre de points de mesure de piste dans Blayer 20 track−match∆η ηdepot2−ηtraceextrap.
Le mécanisme de Higgs-Brout-Englert
Masse du boson de Higgs
Succès du Modèle Standard - Recherche du boson de Higgs
Recherche du boson de Higgs, limites sur sa masse
Production du boson de Higgs dans les collisionneurs hadroniques 26
La figure 1.7 montre la coupe transversale de la production de bosons de Higgs en fonction du mH pour le TeVatron et le LHC. Coupe transversale de la production d'un boson de Higgs de 240 GeV en fonction de l'énergie pour les différents ordres de la théorie des perturbations considérée [28] (à droite).
Le détecteur ATLAS : généralités
Il est de forme cylindrique centrée sur l'axe des poutres et au point d'impact. Figure 2.3 – Coupe transversale du résultat de divers processus physiques en fonction de l'énergie au centre de masse des collisions.
Le détecteur interne de traces
Le détecteur à pixels
Elle est composée de pixels de silicium semi-conducteur de 50×400 µm2 et est segmentée en R-φ et z. Dans la partie barillet elle est constituée de 3 couches dont la première est amovible : c'est la « couche de vertexing » ou « couche B ». " car sa fonction est d'identifier les sommets de désintégration des quarks b.
Le détecteur à micropistes de silicium (SCT)
Le détecteur à rayonnement de transition (TRT)
Le système calorimétrique
- Les calorimètres à argon liquide
- Les cryostats
- Traitement et acquisition du signal, calibration
- Système de calibration
- Le calorimètre hadronique à tuiles
L'argon liquide présente une bonne résistance aux rayonnements, une bonne stabilité temporelle et une très bonne linéarité de réponse dans la gamme d'énergie requise, de 10 MeV à 3 TeV. Il permet de capter l’essentiel du faisceau et donc de mesurer l’essentiel de l’énergie.
Le spectromètre à muons
Les chambres de précision
La précision des mesures est assurée par des MDT (Monitored Drift Chambers) pour la région |η|<2,7, sauf pour les embouteillages où l'acceptation est limitée à |η|<2,0. Pour la plage 2< |η| Des mesures de précision <2,7 sont assurées par CSC (Cathode Strips Chambers) pour la plupart des couches internes.
Les chambres de déclenchement
La résolution du CSC est de 60 µm dans la direction de courbure (η) et de 5 mm dans la direction du plan (ϕ). Leur conception est similaire à celle du CSC, mais l'espacement des fils d'anode est de 1,8 mm et celui des fils de cathode est de 2,8 mm.
Le système de déclenchement
Le déclenchement de niveau 1 : L1
Les RoI contiennent également des informations sur les caractéristiques identifiées et les critères auxquels répond la L1. Les événements transitant par L1 sont ensuite transférés vers les étages suivants de l'électronique de chaque sous-détecteur.
Le déclenchement de niveau 2 : L2
Le L1 bénéficie d’un accès dédié aux données des calorimètres et du spectromètre à muons, mais avec une granularité grossière. Le L1 est également utilisé pour définir une région d'intérêt : RoI4, qui constitue l'ensemble pT, η et ϕ de la région où des processus potentiellement intéressants ont été détectés.
Le Filtre d’Evènements : EF
Un rejet de 40 est nécessaire pour réduire la cadence des événements à étudier de 75 kHz à 2 kHz en fonctionnement normal et de 40 kHz à 1 kHz en phase de démarrage. Le temps spécifié pour L2 est de 40 ms, temps de transfert de données compris.
Environnement logiciel d’ATLAS
- Le programme Athena
- La grille de calcul
- Outils et formats utilisés lors de cette thèse
- Accord trace-dépôt EM : EMTrackMatchBuilder
- Taille du dépôt EM et forme de la gerbe
- Calcul du quadrivecteur
- Autres outils de reconstruction
Les expériences LHC, dont ATLAS, ont décidé de développer le traitement de leurs données via un réseau informatique. L'algorithme EMFourMomentumBuilder construit ensuite le quadrivecteur électronique en utilisant les informations de la piste et du calorimètre.
Reconstruction des dépôts éléctromagnétiques
L’algorithme de fenêtres glissantes ( sliding window )
24 nT RT atteint le nombre de points de mesure de trace dans le rapport TRT 25 T RT n(T RThautseuil)/n(T RTtot). Si l'on considère la formule suivante qui décrit la rotation de la particule dans le champ magnétique.
Reconstruction de l’énergie et performances du calorimètre
Reconstruction des traces
- La méthode de filtre Kalman [48]
- L’algorithme Inside-Out
- L’algorithme Outside-In
- Reconstruction des TRT standalone
- Performances pour la reconstruction des traces
Figure 3.6 – Dans le cas d'un événement simulé, schéma montrant la reconstruction des traces et les extensions réalisées dans le TRT. La pentec correspond à la courbure de la trace dans le champ magnétique et ϕ0 à l'angle d'azimut primaire (Figure 3.7).
L’extrapolation des traces dans ATLAS
Interaction des électrons dans la matière
La figure 3.15 montre la perte d'énergie par unité de longueur pour un muon dans le cuivre en fonction de son énergie. Contribution des rayonnements ionisants et de bremsstrahlung en fonction de l'énergie électronique incidente à la perte d'énergie dans le cuivre (b).[1].
Paramétrisation de la trace
Figure 3.16 – Fraction d'énergie perdue par longueur de rayonnement dans le plomb en fonction de l'énergie du positon ou de l'électron incident (a).
Propagation de la trace
Nous commencerons par ordre chronologique, par la description de cette identification d'électrons correspondant à la notation CSC [39]. La plupart du temps, des échantillons simulés de Z →ee ou H →ZZ∗ → 4e sont utilisés pour calculer l'efficacité d'identification des électrons.
Les critères d’identification
- Critères loose
- Critères medium
- Critères tight
- Performances de l’identification dans la note CSC (2008)
Ei où Ei est l'énergie de la ième cellule et imax est la position de la cellule avec l'énergie la plus élevée. 17 nP ixHits nombre de points de mesure de trace en pixels 18 nSiHits nombre de points de mesure de trace en pixels et.
Questionnements sur les inefficacités
Inefficacités de reconstruction des objets électrons
Figure 4.7 – Fraction d'énergie rayonnée devant le calorimètre électromagnétique en fonction de η pour les électrons non reconstruits (a). Figure 4.10 – Efficacité de reconstruction des électrons en fonction de η (a) et pT (b) au niveau du bac pour les électrons et les électrons reconstruits sous forme de photons ou avec une fausse charge.
Inefficacités d’identification
Figure 4.14 – Efficacité de différentes coupes Isem moyennes et étroites sur des traces appliquées séquentiellement, en fonction de pT (a) et η (b). La figure 4.15 présente l'efficacité de coupe uniquement en fonction de η car les coupes en TRT sont optimisées uniquement en fonction de ce paramètre.
Elaboration d’un outil pour reconstruire les électrons sur les AOD
Fonctionnement
L'outil EMPhotonToElectron vise à convertir un objet egamma en électron si une trace est trouvée pointant vers le dépôt électromagnétique associé à l'objet, en utilisant des versions modifiées des outils de reconstruction. Figure 4.16 – Schéma illustrant le fonctionnement de l'outil EMPhotonToElectron. J'ai également développé un algorithme AODToDPDReDoElectron pour reconstruire directement les fichiers AOD, des copies des originaux avec un bac supplémentaire d'électrons reconstruits avec l'outil EMPhotonToElectron.
Performances
Les informations manquantes pour le bon fonctionnement de l'instrument ont ensuite été ajoutées à l'AOD, et ces problèmes ont été résolus. Le tableau 4.8 donne l'efficacité de la reconstruction électronique avant et après application des outils.
Etude de l’accord trace-dépôt EM (track-match)
Améliorations sur la sélection de traces. Bilan
La figure 4.23 montre les rendements avant et après l'amélioration de l'appariement des voies sur la reconstruction (conteneur) et au niveau intermédiaire. Figure 4.23 - Efficacité de reconstruction électronique dans la parabole (en bleu) et dans la série de sections efficaces moyennes (en rouge) avant (en pointillés) et après (en trait plein) l'amélioration de la correspondance de piste et l'inclusion des transformées en fonction de pT (a) et η ( b).
Accord entre trace et dépôt EM suivant ϕ : ∆ϕ track − match
Schéma illustrant l'impact des pertes par rayonnement dans le détecteur interne sur la position de la trace extrapolée à partir du dernier point de mesure (b). Le tableau 4.11 donne les rendements et les rejets du seuil moyen auxquels on ajoute les coupures sur l'ajustement de la piste.
Accord entre trace et dépôt EM suivant η : ∆η track−match
Figure 4.28 – Distribution simulée de la position z du point d'interaction des poutres Si l'on étudie la variation de la valeur moyenne de ∆η en fonction de η, pour différents déplacements en z (Figure 4.29), on voit que plus la point d'interaction de l'origine, plus la valeur moyenne de ∆η sera éloignée de 0, notamment pour la région centrale, pour |η| <0,8, moyenne à 0,004 (0,001 η global). Il faut en revanche en tenir compte lors de l’optimisation de la valeur seuil en fonction de η et pT, comme nous le ferons plus tard.
Construction de variables indépendantes de l’effet bremmstrahlung
Nouvelle variable ∆ϕ rescaled
La figure 4.35 donne les distributions de ∆ϕstandard et ∆ϕrescaled pour les électrons réels (à gauche) et les faux électrons (à droite). La figure 4.37 montre l'efficacité en fonction du rejet pour les différentes améliorations de correspondance de voie décrites jusqu'à présent.
Nouvelle variable E/P corrige
Après correction empirique, nous constatons que les E/Pcorrects sont centrés sur 1 et symétriques, avec un pic beaucoup plus étroit (figure 4.44) dans le barillet. Dans les embouteillages l'accord est également très bon, mais on observe une légère rotation de la courbe vers des valeurs positives (figure 4.51 à droite).
Optimisations de l’identification des électrons
- Système de déclenchement pour les électrons
- Optimisation des coupures d’identification loose et medium
- Optimisation des coupures d’identification tight
- Acceptance pour tous les candidats des électrons
- Acceptances pour les électrons correspondant à une conversion
Figure 5.4 – Distributions de Rη pour les premières données à 7 TeV (points) et le biais minimum Monte Carlo à 7 TeV (traits pleins). Figure 5.7 – Distributions E/P pour les premières données à 7 TeV (points) et le biais minimum Monte Carlo à 7 TeV (lignes pleines).
Etude du trackmatch
- Trackmatch ∆η
- Trackmatch ∆ϕ
- Supprimer les coupures ∆η et ∆ϕ des coupures tight
- Etude du ∆ϕ rescaled
- Comparaison entre ∆ϕ rescaled et ∆ϕ standard
- Caractéristiques du signal
- Bruits de fond
- Génération des simulations
La figure 5.10 montre le décalage moyen ∆η en fonction de ϕ pour les données et Monte Carlo. Les distributions modifiées de ∆ϕ pour les données et les différentes coupes sont indiquées en bas à droite.
La figure 6.6 montre la distribution de masse invariante obtenue pour les événements de signal pour mH = 130 GeV et pour le bruit de fond ZZ. La figure 6.9 donne les distributions de masse invariantes avant et après rehaussement pour les électrons Z, Z* reconstruits.
Impact des améliorations de reconstruction des électrons
Modification possible de la sélection des évènements
Diminuer les seuils en p T
En examinant les spectres enpT des quatre électrons produits lors de la désintégration du boson de Higgs (Figure 6.11), on voit que l’application d’une présélection à pT > 7 GeV fait perdre des électrons au dupT le plus bas, d’autant plus que mH est faible. De même, la coupure à 20 GeV sur les électrons pT les plus élevés coupe la distribution plate enpT du troisième électron reconstruit et coupe les queues du quatrième.
Alléger les coupures d’identification
- Sélection des évènements à 7 TeV
- Peut-on détecter un signal de H → ZZ (∗) avec 1f b −1 7TeV ?
- Mesure du bruit de fond Z+X
- Z+X avec les premières données : Bilan avec 3.1 pb − 1
Figure 6.22 – Distributions de masse invariantes pour les deux électrons supplémentaires reconstruites dans les événements Z inclusifs simulés pour Pythia (rose) et MC@NLO (bleu). Figure 6.29 – Distributions ∆E/ΣE pour les électrons du milieu identifiés comme provenant de la désintégration d'un Z (a) et pour les électrons supplémentaires détectés (b), dans les simulations Pythia, MC@NLO et dans les 7 données TeV (3.1 pb−1).
Merci Hélène pour votre confiance et votre sympathie, pour les week-end portes ouvertes avec petits et grands, j'ai adoré. Je sais aussi que j'aurais pu être chi***, mais tu n'as rien à m'envier à ce niveau :D.