Incertitudes sur l’estimation du bruit de fond dans les regions de signal

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Le Lagrangien supersymetrique

La base de la supersymetrie est l’ajout d’une nouvelle symetrie entre boson et fermion. Sa representation dans l’espace de Hilbert est generalement notee Q tel que Q jbosoni = jfermioni et Q jfermioni = jbosoni. La particularite de l’operateur Q est qu’il agit dans l’espace spinoriel. Sous une transformation de Lorentz, il se transforme comme un moment angulaire. Les symetries de jauge vues dans le chapitre 1 comme U(1) dans le cas de QED ou bien SU(3) dans le cas de QCD sont independantes du referentiel (invariance de jauge). SUSY n’appartient donc pas a cette classe de symetrie : c’est une symetrie d’espace-temps qui doit ^etre ajoutee au groupe de Poincare.
Cependant le theoreme de Coleman Mandula [52], etendu par Haag, Lopuszanski et Sohnius [53] limite les formes des symetries possibles d’un Lagrangien. Elles ne peuvent ^etre que le produit des symetries d’espace-temps et des symetries internes (symetries de jauge et symetries discretes C, P et T). En d’autres termes, on ne peut pas ajouter une symetrie qui n’est pas une symetrie interne. Toutefois, ce theoreme ne s’applique que pour des symetries avec une algebre de Lie, basee sur des commutateurs. La solution est de contourner cet interdit en de nissant SUSY par des relations d’anticommutation de la forme :
fQ; Qyg = P (2.1).
fQ; Qg = fQy; Qyg = 0 (2.2).
[P ; Q] = [P ; Qy] = 0 (2.3).
avec P le generateur des translations dans l’espace a quatre dimensions. Ces regles forment une superalgebre de Lie.
Il faut maintenant de nir comment les particules s’agencent au sein de cette nouvelle symetrie. Le multiplet le plus simple que l’on peut construire se compose d’un boson et d’un fermion. On l’appelle le supermultiplet. Les regles de commutation 2.3 imposent que bosons et fermions commutent avec P et a fortiori avec P 2. Les particules au sein d’un supermultiplet doivent donc avoir la m^eme masse.
SUSY etant une symetrie d’espace-temps, les charges internes des particules sont a priori con-servees sous des transformations supersymetriques. Autrement dit, les generateurs des groupes de jauge commutent avec Q et Qy. Les particules au sein d’un supermultiplet possedent donc les m^emes interactions avec les m^emes couplages.
En n un supermultiplet doit avoir autant de degres de libert bosoniques que fermioniques. Dans la representation de Weyl, un fermion a deux degres de libert avec une composante gauche et une anticomposante droite. Une possibilite est d’y associer un boson represent par un champ scalaire complexe, avec deux degres de libert reels. Fermion et boson forment alors un multiplet chiral. Une autre possibilite est un boson vecteur non massif (deux degres de liberte) et un fermion de Weyl, formant un multiplet vectoriel.

Construction generale d’un Lagrangien supersymetrique

La nature espace-temps de la supersymetrie suggere de rede nir l’espace usuel a quatre dimen-sions en y ajoutant des degres de libertes supplementaires. Les lois d’une superalgebre etant des regles d’anticommutations sur des spineurs, les variables additionnelles sont des spineurs anticommutants a deux composantes et y . Les champs de nis sur cet espace sont appeles super champs. Ils representent les multiplets chiraux et vectoriels. Le champ le plus general ne contient aucun terme d’ordre superieur a deux : l’anticommutation de la coordonnee fait que tous les termes d’ordre superieur a deux s’annulent. On peut donc ecrire en serie de puissance le super champ le plus general sous la forme : S(x; ; y) = a + + y y + b + c y y + y v + y y + y y + d y y (2.4).
avec a, b, c, d et v huit champs bosoniques, , , et quatre champs fermioniques et les matrices de Pauli.
Sur les superchamps, les operateurs Q et Qy prennent la forme suivante : Q = i @ ( y) @ Q+ = i @ ( y) @ (2.5).
Dans cet espace, la variation d’un champ sous une transformation supersymetrique sera S = S(x + x ; + ) S(x ; ), c’est donc une translation dans le super espace.
Contrairement au cas classique ou les derivees @ commutent avec des transformations in-nitesimales des champs, ici ce n’est pas le cas. On doit donc de nir des derivees covariantes pour pouvoir obtenir les equations de mouvement par la suite. Les derivees covariantes s’ecrivent : D = @ i( ) @ D = @ + i( ) @ (2.6).
Le comportement des champs par rapport aux derivees covariantes de nit deux types de super-champs : les superchamps chiraux tels que D = 0. En resolvant cette equation, le superchamp contient un champ scalaire complexe (x), un champ fermionique (x) et un champ auxiliaire F correspondant a un champ virtuel et disparaissant dans les equations de mouvement. Les superchamps vectoriels veri ent V = V . Ils contiennent un champ vectoriel non-massif A , un spineur de Majorana et un champ auxiliaire D qui dispara^t dans les equations de mouvement comme le champ F.
Le Lagrangien pour les champs chiraux s’ecrit : [ ; ]D = d2 d2 y = @ @ + i y @ + F F + ::: (2.7).
Il a ici et integr sur les coordonnees . Le Lagrangien est ainsi exprim dans l’espace-temps classique a quatre dimensions. Il correspond exactement au modele de Wess Zumino [47].

Brisure de supersymetrie

Les operateurs Q et Qy commutent avec l’operateur P 2. Les masses des particules au sein des supermultiplets devraient donc ^etre les m^emes. Or aucun selectron de 0.511 MeV ni de smuons de 105 MeV par exemple n’ont et observes. Cela signi e que la supersymetrie doit ^etre brisee. A la maniere de la brisure electrofaible, la supersymetrie est supposee ^etre une symetrie exacte mais brisee par l’etat de vide choisi par la nature. Les origines de cette brisure resident a tres haute energie et les mecanismes sont donc purement theoriques.
Le mecanisme de brisure n’a pas besoin d’^etre explicite. Il su t que le Lagrangien soit corrige en ajoutant des termes de brisure sans origine physique. Les termes les plus generaux sont L = ( 1 M a a + aijk + bij + ti ) + c.c. (m2)i j : (2.13).
avec Ma matrices de masses des gauginos, aijk termes de couplages trilineaires, bij et (m2)ij masses scalaires respectivement holomorphiques et non holomorphiques et ti n’est present que pour un singlet et ne sera pas necessaire ici, car il n’y pas de singlet dans le MSSM, modele de ni dans la section 2.3.
Les ingredients pour construire le Lagrangien supersymetrique le plus general ont et ici presentes. Pour avoir un Lagrangien phenomenologiquement viable, le superpotentiel doit ^etre choisi ainsi que les termes de brisure de la supersymetrie. De plus, un modele supersymetrique doit in-clure au minimum les particules du Modele Standard pour ^etre realiste. La construction du Lagrangien supersymetrique minimal va maintenant ^etre presentee.

Le modele supersymetrique minimal

Pour construire un modele supersymetrique minimal, note MSSM, les particules du Modele Standard sont integrees dans un nombre minimal de multiplets chiraux et vectoriels. Les fermions se comportent di erement selon qu’ils sont droits ou gauches. Ils ne doivent donc faire partie que d’un multiplet chiral : c’est le cas de tous les fermions du SM. Chaque composante de Weyl fait partie d’un multiplet et les scalaires complexes associes sont donc de nouvelles particules notees e~R;L; ~R;L; ~R;L u~R;L; c~R;L; t~R;L; d~R;L; s~R;L; et ~bR;L, R et L ne designant pas une chiralite di erente mais la chiralite du fermion associe. Les couplages pour les fermions et les sfermions sont les m^emes. Par exemple le e~R ne se couple pas au W.
Le boson de Higgs doit appartenir a un multiplet chiral puisque c’est un scalaire. Cependant un seul multiplet n’est pas su sant pour assurer la consistance de la theorie [47] : Il engendre une anomalie de jauge et emp^eche de calculer les observables. En e et, un fermion associe aurait une hypercharge de + ou – 1/2 sans contrepartie, l’anomalie ne s’annule donc pas. En ajoutant un multiplet, le fermion supplementaire possede une hypercharge de signe opposee et permet d’annuler l’anomalie. Une autre raison de la necessit de ce multiplet est de generer la masse des quarks de type up qui necessite un multiplet avec Y = +1/2 et pour les masses des quarks de type down un multiplet avec Y = -1/2. On le verra en details dans la section 2.3.1. Les scalaires associes sont appeles Hu et Hd.

Phenomenologie et recherches experimentales

Modeles SUSY pour interpretations

La brisure de la supersymetrie introduit un grand nombre de parametres indetermines, 105 dans le MSSM. Les interpretations des resultats experimentaux ne sont pas realisees dans le MSSM en raison de la taille de l’espace de phase. Trois modeles pour les interpretations, du moins au plus contraint sont utilises au LHC.
D’abord le phenomenological MSSM [55] note pMSSM reduit le nombre de parametres a 19. Pour cela, le pMSSM impose que SUSY soit en accord avec les resultats experimentaux actuels en n’introduisant pas de nouvelles sources de violation CP, que les couplages de la premiere et seconde generations de fermions soient identiques et qu’il n’y ait pas de courant neutre qui change la saveur. L’espace de phase est encore tres grand et seulement quelques parametres sont typiquement scannes dans les interpretations.
Des modeles SUSY incluant une origine physique a la brisure de supersymetrie permettent de reduire encore le nombre de parametres. La brisure de SUSY est alors propagee au Modele Standard via des messagers. Dans la suite de ce document, on fera reference plusieurs fois au GMSB [56] pour gauge mediated SUSY breaking et ou la brisure de SUSY est propagee via les bosons de jauge au Modele Standard. Un autre modele d’importance est le modele minimal de supergravit mSUGRA [57]. Les transformations supersymetriques rendues locales, permettent d’inclure une description de la gravite qui se manifeste par un graviton et un gravitino. L’univer-salite des couplages aux sfermions et aux gauginos permet de reduire le nombre de parametres libres a cinq.
Finalement, les modeles simpli es [58] n’incluent qu’un nombre reduit de particules SUSY et per-mettent de donner une interpretation topologique des analyses menees au LHC. Les parametres SUSY sont xees et l’espace de phase est compose seulement des masses des particules legeres. Les autres particules sont considerees extr^emement massives, 105 TeV par exemple, et n’inter-viennent donc pas dans la phenomenologie accessible au LHC.
Les resultats a ATLAS sont generalement interpretes dans les modeles simpli es avant d’^etre etendus a des modeles plus realistes comme le pMSSM.

Spectres naturels

Un des principaux avantages theoriques de la supersymetrie est de resoudre le probleme de hierarchie de masse. Avant brisure, les corrections radiatives a la masse du Higgs s’annulent naturellement gr^ace aux contributions des particules scalaires et des fermions. Cependant apres brisure, les masses acquises par les sparticules modi ent l’annulation exacte des corrections. Si l’on souhaite conserver la propriet de SUSY de proteger la masse du Higgs, les particules ayant les plus forts couplages aux Higgs ne doivent pas ^etre de masses trop elevees. Cela concerne en particulier le stop et le gluino.
Des contraintes sur la masse des sparticules pour que la SUSY soit naturelle peuvent donc ^etre posees. Ces dernieres peuvent inclure qu’une part des corrections radiatives s’annulent par un ajutstement des masses des particules, permettant une annulation non automatique. La gure 2.6 presente un exemple des spectres de particules que l’on peut ainsi construire.

Strategie de recherche

La phenomenologie de production directe des charginos et neutralinos possede plusieurs scenarios qui doivent ^etre etudies independamment. Un choix doit donc ^etre fait sur l’ordre dans lequel ils vont ^etre etudies. Ici on s’interesse uniquement aux productions directes d’electroweakinos par paire. Comme discute dans la section 2.4.3, le signal le plus favorable est la production directe ~1 ~02 et a et activement recherchee au LHC [64, 65]. La section e cace de production est generalement la plus grande, pres de 10 picobarns. La signature typique est composee de trois leptons et d’energie transverse manquante et le bruit de fond est faible, majoritairement WZ. Aucun exces n’a et observ et la gure 2.8 montre que les exclusions les plus fortes viennent de ce signal.
Pour completer la recherche ~1 ~02, la production directe de paire de charginos ~y1 ~1 permet de ne faire aucune hypothese sur la masse du neutralino ~02. Les exclusions sur la masse du chargino seront donc plus inclusives. Le cas le plus favorable pour une recherche au LHC est un chargino de type wino et une LSP neutralino de type bino : il possede la section e cace la plus grande (plusieurs picobarns pour une chargino de 100 GeV) et une signature caracteristique avec les deux bosons W. L’analyse de ce signal dans le canal a deux leptons sera discutee dans les chapitres 5 et 6. L’ensemble des autres canaux avec leur potentiel d’exclusion sera discute dans le chapitre 7.

Le LHC et le detecteur ATLAS

La recherche de Supersymetrie requiert de mettre en evidence des particules generalement plus massives que celles du Modele Standard (t, g~ et b de plusieurs centaines de GeV dans les spectres naturels de SUSY) et donc d’acceder a des echelles d’energies inexplorees. En physique des particules, deux techniques sont utilisees : les rayons cosmiques dont l’energie est typiquement d’une dizaine de GeV mais pouvant s’elever jusqu’a 1020GeV (la particule Oh my god [66] detectee a Utah en 1991 avait une energie de 3:1020 GeV). Cependant aucun contr^ole n’est possible sur le ux de particules et les evenements au dela du TeV sont rares, typiquement une particule par km2 et par an pour des energies de 1015 eV. Les accelerateurs de particules permettent d’avoir un faisceau de particules de grande energie. Le LEP [67] jusqu’aux annees 2000 a fourni des collisions electron – positron jusqu’a 208 GeV et a permis de mesurer avec grande precision les caracteristiques des bosons Z et W. Pour atteindre des energies plus elevees, une possibilite est de limiter le rayonnement BrehmStrahlung en utilisant des collisionneurs hadroniques. Avant le LHC, l’accelerateur de particules produisant la plus grande energie etait le Tevatron [68], collisioneur proton-antiproton dont l’energie dans le centre de masse des collisions atteignait 2 TeV et qui a permis de mettre en evidence le quark top.
Le LHC [69, 70], grand collisionneur de hadrons, est un accelerateur et collisioneur de particules situe au CERN, sous la frontiere franco-suisse. Avec une energie nominaleme de 14 TeV, il est le collisioneur le plus puissant au monde et donc le plus apte a decouvrir de la nouvelle physique. Son fonctionnement sera detaill dans la section 3.1. A n d’etudier les produits de ces collisions, des detecteurs sont places aux di erents points d’interaction. L’un d’entre eux, le detecteur ATLAS sera decrit dans la section 3.2. Les algorithmes de reconstruction des objets seront presentes dans la section 3.3.

Le LHC

Le LHC est enterr a 100 metres de profondeur sous la frontiere franco-suisse. Il s’etend du lac Leman jusqu’aux contreforts du Jura dans un tunnel qui fait pres de 27 kilometres de cir-conference. Comme les deux faisceaux sont constitues de protons, deux anneaux sont necessaires pour les accelerer en sens opposes. Un schema du LHC est montre dans la gure 3.1.
Pour mesurer la quantite de collisions produites a chaque instant, la luminosite instantanee est de nie parL = Nb2nbfrev r F (3.1).

Cavites acceleratrices

Le LHC est compose de seize cavites a haute frequence, huit cavites par faisceau, permettant d’accelerer les protons. Chaque cavite est independante et produit une tension de 2 MV, le potentiel electrique transmis est donc de 16 MV par faisceau. Le champ oscille a une frequence de 400.8 MHz quand l’energie maximale du faisceau est atteinte. Par tour, chaque proton gagne 16 MeV et il faut donc environ 20 min pour passer des 450 GeV en sorti d’injection a l’energie nominale de 14 TeV.

Aimants supraconducteurs

Le plus grand de du LHC est de pouvoir maintenir dans l’axe les faisceaux de protons. Pour cela, il y a une grande variet d’aimants, du dip^ole jusqu’au decap^ole, faisant un total de 9600 aimants. Le r^ole de chacun d’entre eux est d’optimiser la trajectoire des particules au sein de l’anneau. Ces aimants sont bases sur des cables supraconducteurs de Rutherford en alliage Niobium Titane, technologie permettant theoriquement d’atteindre un champ magnetique de 10 Tesla.
Les plus importants en dimension (15 metres de long, 35 tonnes) et en r^ole sont les dip^oles. Un schema de leur structure est montre dans la gure 3.4. le LHC en compte 1232. Ils developpent un champ magnetique de 8.33 T. Ce dernier est atteint avec une intensit de 12 kA environ. Au Tevatron, la m^eme technologie etait utilisee pour les dip^oles avec un champ magnetique de 5 Tesla fonctionnant a 5 K. Au LHC, la temperature requise est de 2 K pour maintenir une haute intensit et eviter les ruptures de supraconduction.

Points d’interaction

Les faisceaux de protons entrent en collision en quatre points d’interaction ou des detecteurs de particules sont places : quatre grands detecteurs dont deux a but generaliste ATLAS [71] et CMS [72], un dedi aux collisions Pb-Pb et proton-Pb nomme ALICE [73] et en n un dedi a la physique du b, LHCb [74].
Trois experiences de taille plus reduites sont installees a proximite : LHCf [75] qui s’interesse aux particules produites vers l’avant (tres proche du faisceau), MoEDAL [76] qui etudie les monop^oles magnetiques et TOTEM [77] qui mesure les sections e caces elastiques proton-proton.

Description du detecteur ATLAS

ATLAS est un detecteur de particules a but generaliste. C’est un cylindre de 25 metres de hauteur, 46 metres de long et il pese pres de 7000 tonnes. Il a et propose dans sa forme actuelle en 1994 et est le fruit de la collaboration de 3000 physiciens originaires de 38 pays. Sa conception repose sur une symetrie cylindrique autour de l’axe du faisceau, avec di erents sous-detecteurs empiles, chacun ayant un r^ole de detection speci que. La gure 3.5 montre un schema d’ATLAS.
Pour de nir la position des sous-detecteurs et leur plage de detection, il est pratique de de nir un systeme de coordonnees. Celui d’ATLAS est centr sur le point d’interaction avec l’axe z le long du faisceau et les axes x-y dans le plan transverse avec x vers le centre du LHC et y vers le haut. L’angle par rapport a l’axe x est note et l’angle par rapport a l’axe z est mesur gr^ace a la pseudo rapidite .

Le detecteur Interne

Le detecteur interne est le trajectographe d’ATLAS. Il a plusieurs r^oles et objectifs : { detecter les traces de particules chargees produites jusqu’a j j < 2.5 avec une energie superieure a 500 MeV { mesurer l’impulsion gr^ace a la courbure des traces dans le champ magnetique { reconstruire les vertex primaires et secondaires avec une precision sur le parametre d’impact de 15 m et une precision longitudinale meilleure que le mm { identi er les jets originaires de quark b { limiter la quantite de materiel a n d’eviter les radiations et les interactions coulombiennes { resister aux radiations intenses pendant plusieurs annees.
C’est un cylindre qui s’etend sur trois metres de long et un metre de rayon comme schematis dans la gure 3.6. Il se situe au plus pres des collisions, a 50 mm au plus proche et doit donc ^etre extr^emement resistant aux radiations. Il est compose de trois sous detecteurs : le detecteur a pixels, le trajectographe a semi conducteur ou SCT, et le trajectographe a rayonnement de transition ou TRT.

Detecteur a pixels

Le detecteur a pixels est positionne au plus pres du faisceau, entre 5 et 15 cm. Il est compose de 1744 modules de 2 cm sur 6 cm, chacun d’entre eux contenant 47732 pixels. Trois couches de pixels sont superposees, donnant donc au moins trois points discrets par particule chargee le traversant. Son but est de reconstruire avec precision les positions des vertex, ce qui est fondamental entre autre pour identi er les jets provenant de quark b.
Chaque pixel est un semi conducteur de 50 m sur 400 m avec une epaisseur de 250 m. Leur conception doit permettre une bonne resistance a l’irradiation : l’inversion du type n vers p est inevitable au cours du temps mais l’utilisation d’oxygene (dopage de type n) et l’ajout d’implants de type n+ permettent une bonne collection de charge apres l’inversion. Le principe de fonctionnement avant et apres inversion est montre dans la gure 3.7. La tension de biais pour la collection de charge est de 150 V nominalement et peut ^etre augmentee jusqu’a 600 Volts.
Les performances du detecteur a pixels ont et etudiees par des faisceaux tests [78]. Typiquement 98 % des traces traversant le detecteur sont identi ees, valeur qui peut tomber a 90% apres une longue periode d’irradiation. La resolution spatiale atteinte dans le plan transverse par le detecteur a pixels est de 12 microns pour une trace normale au detecteur et jusqu’a 5 microns dans le cas general, resolution independante du nombre de traces reconstruites dans l’evenement.

SCT

Le systeme de trajectographie base sur des semiconducteurs (SCT) est compose de 15912 unites. Le detecteur est organise en quatre cylindres coaxiaux dans le tonneau et 9 disques dans chaque bouchon (voir gure 3.8). Son r^ole est de completer le detecteur a pixels en fournissant quatre points supplementaires par trace et permettant une mesure precise de l’impulsion.
Les capteurs sont des jonctions de type pn. Chaque unite a une epaisseur de 285 microns avec une largeur de 80 microns et des longueurs de 6 cm. Fonctionnant d’abord a 150 V, la tension peut ^etre augmentee a 250 – 300 V pour ameliorer la collection des charges d’ionisation et ainsi compenser les irradiations.
La resolution a la conception est de 17 m en (R – ) et 580 m en (z) sur l’ensemble du detecteur, constante avec l’irradiation.

TRT

Le detecteur a radiation de transition d’ATLAS constitue la partie externe du trajectographe. C’est un cylindre de 55 cm de rayon interne et 110 cm de rayon externe. Il peut donner un grand nombre de coups, 36 en moyenne par trace, permettant de reconstruire des vertex deplaces.
Le systeme de detection est constitue de tubes a derive en polymide de 4 mm de diametre et de 144 cm de long places longitudinalement dans le tonneau (j j < 1:0). Dans les bouchons, les tubes font 37 cm de long et sont places radialement. La resolution souhaitee est de 130 microns dans le plan transverse.
Les anodes de collection sont des ls en tungstene positiones au centre du tube avec 31 microns de diametre. Les cathodes en aluminium sont incorporees dans la paroi du tube, et fonctionnent typiquement a 1530 V de tension. La composition du tub compose de 70 % de xenon et 27% de dioxyde de carbone, le reste etant du dyoxygene. Le temps de derive des electrons est de 48 ns. L’ajout de bres de polypropylene entre les tubes permet de donner au TRT une bonne rejection des pions pour l’identi cation des electrons. Le changement de milieu provoque l’emission d’un photon energetique qui sera capte par le xenon et donnera un signal plus important que celui obtenu a la simple traversee d’une particule. La probabilite d’emission est inversement propor-tionnelle a la masse des particules comme montre dans la gure 3.9.

Circuit de refroidissement et aimants

En plus des detecteurs eux m^emes, un systeme de refroidissement assure le maintien a – 10 degres par la circulation de C3F8 dans le SCT et le detecteur a pixels, cela dans le but de proteger l’electronique et de reduire les degats liees a l’irradiation. La duree de vie du detecteur interne est ainsi prolongee. Le TRT est simplement maintenu a temperature ambiante gr^ace a une atmosphere de dioxyde de carbone qui transmet la chaleur au support ou circule un liquide de refroidissement.
Le detecteur interne est plonge dans champ magnetique a n de courber les traces des particules chargees pour mesurer leur impulsion. Un solenoide est place entre le detecteur interne et le calorimetre. Il a un diametre de 2.5 metres avec une longueur de 5.8 metres et produit un champ magnetique de 2 Tesla.

Performance de reconstruction des traces

Deux algorithmes sont utilises successivement pour reconstruire les traces [79, 80]. Le premier considere trois points dans le detecteur a pixels et le SCT. Des points sont ensuite ajoutes pour former des traces candidates, qui sont alors prolongees jusqu’au TRT. Cet algorithme est particulierement e cace pour les particules provenant d’un vertex primaire. Pour reconstruire les traces issues de vertex secondaires, un algorithme complementaire reconstruit des traces primaires dans le TRT qui sont ensuite etendues aux autres detecteurs du trajectographe.
La reconstuction des vertex [81] est faite a partir de vertex candidats qui sont obtenus en prenant la position en z des traces reconstruites. Les traces proches sont alors ajustees par un 2 et associees au vertex si leur origine en z ne di ere pas par plus de 7 .
Les performances de reconstruction des traces et des vertex ont et testees par simulation Monte Carlo pour di erentes conditions d’empilement et veri ees dans les donnees 2011 avec les evenements de biais minimum [82]. Les e cacites de reconstruction de traces et de vertex sont montrees dans la gure 3.10. Pour les traces, l’e cacit de reconstruction est de 80% en moyenne et jusqu’a 90 % pour les traces d’impulsion transverse superieure a 10 GeV. Elle est constante en fonction du nombre d’interactions. Sans empilement, l’e cacit est de 90 % et se degrade a 50% pour 40 interactions par collision.
Figure 3.10: Performance de reconstruction des traces primaires a gauche et des vertex a droite pour di erentes conditions d’empilement. La reconstruction robust correspond a des criteres supplementaires sur la trace : au moins 9 coups dans pixels + SCT et pas de modules inoperant dans le SCT). Pour les vertex, robust, reconstructible interaction correspond aux vertex ou au moins deux particules chargees sont produites.

Calorimetre electromagnetique

Le r^ole principal du calorimetre electromagnetique, note calorimetre EM par la suite, est l’iden-ti cation et la mesure precise de l’energie et de la position des electrons et des photons jusqu’a j j = 4:9. Pour cela, sa profondeur est de 38 longueurs de radiation au maximum comme indique dans la gure 3.11. Une granularite ne est egalement requise pour conna^tre la position precise en et des particules. Pour cela, les parties tonneau et bouchons sont segmentees en 180000 cellules. En n, le choix d’une geometrie en forme d’accordeon permet une bonne uniformite en et une hermiticit optimale.
Le calorimetre EM est divise en deux parties : le tonneau jusqu’a = 1:475 et 2 bouchons de chaque cote du tonneau couvrant la region 1:375 < j j < 3:2. Le bouchon est divise en deux disques, une roue externe entre = 1:375 et = 2:5 et une roue interne de = 2:5 a = 3:2. Un calorimetre a l’avant complete l’ensemble et couvre la region 3:1 < j j < 4:9. Dans la region de j j < 1:8, un prechantilloneur est place en avant du calorimetre pour corriger l’energie perdue par les photons et les electrons avant le calorimetre.

Table des matières

1 Le Modele Standard de la physique des particules 
1.1 R^ole des symetries en physique des particules
1.1.1 Classication des particules
1.1.2 Un exemple de theorie de jauge, QED
1.2 Le Modele Standard
1.2.1 Interaction forte QCD
1.2.2 Theorie electrofaible
1.2.3 Mecanisme de Brout-Englert-Higgs
1.3 Contenu du modele standard
1.4 Succes et limites du Modele Standard
1.5 Conclusion
2 La supersymetrie 
2.1 Introduction
2.2 Le Lagrangien supersymetrique
2.2.1 Construction generale d’un Lagrangien supersymetrique
2.2.2 Interactions
2.2.3 Brisure de supersymetrie
2.3 Le modele supersymetrique minimal
2.3.1 Choix du superpotentiel
2.3.2 Termes de brisure de supersymetrie dans le MSSM
2.3.3 R-parite
2.3.4 Atouts de la supersymetrie
2.3.4.1 Unication des constantes de couplages
2.3.4.2 Hierarchie de masse
2.3.4.3 Matiere noire et observations cosmologiques
2.4 Phenomenologie et recherches experimentales
2.4.1 Modeles SUSY pour interpretations
2.4.2 Spectres naturels
2.4.3 SUSY au LHC
2.4.4 Phenomenologie des electroweakinos
2.4.4.1 Neutralinos
2.4.4.2 Charginos
2.4.4.3 Scenario A : M1 < M2 << : ~01 pure bino, ~ 1 pure wino
2.4.4.4 Scenario B : M1 < < M2 : ~01 pure bino, ~ 1 pure higgsino
2.4.4.5 Scenario C : << M2;M1 et M2 << ;M1
2.4.4.6 Strategie de recherche
2.5 Conclusion
3 Le LHC et le detecteur ATLAS 
3.1 Le LHC
3.1.1 Chaine d’acceleration
3.1.2 Cavites acceleratrices
3.1.3 Aimants supraconducteurs
3.1.4 Points d’interaction
3.2 Description du detecteur ATLAS
3.2.1 Le detecteur Interne
3.2.1.1 Detecteur a pixels
3.2.1.2 SCT
3.2.1.3 TRT
3.2.1.4 Circuit de refroidissement et aimants
3.2.1.5 Performance de reconstruction des traces
3.2.2 Calorimetre electromagnetique
3.2.2.1 Preechantilloneur
3.2.2.2 Geometrie du tonneau
3.2.2.3 Geometrie des bouchons
3.2.2.4 Resolution en energie
3.2.3 Qualite des donnees du calorimetre EM
3.2.3.1 Chutes de haute tension et bruit coherent
3.2.3.2 Cellules bruyantes dans le preechantilloneur
3.2.4 Calorimetre hadronique
3.2.5 Le spectrometre a muons
3.2.6 Systeme de declenchement
3.3 Reconstruction des objets
3.3.1 Muons
3.3.2 Taus
3.3.3 Electrons et Photons
3.3.3.1 Reconstruction des electrons et des photons
3.3.3.2 Mesure de la position et de l’energie
3.3.3.3 Identication des electrons
3.3.3.4 Identication des photons
3.3.4 Jets
3.3.4.1 Identication de la saveur
3.3.4.2 Calibration de l’energie
3.3.5 Energie transverse manquante
3.4 Conclusion
4 Mesure d’ecacite d’identication des electrons 
4.1 Motivations
4.2 Methode Tag&Probe
4.3 Mise en oeuvre dans les donnees 2011
4.3.1 Enjeux
4.3.2 Selection des evenements
4.3.3 Premiere mesure avec les donnees 2011
4.3.4 Redenition du modele de bruit de fond
4.3.5 Incertitudes
4.3.6 Resultats
4.3.7 Accord entre methodes Tag&Probe
4.3.8 Combinaison
4.4 Validation des performances independantes de l’empilement dans les donnees 2012
4.4.1 Impact de l’empilement sur l’ecacite
4.4.2 Menu d’identication independant de l’empilement
4.4.3 Validation avec les premieres donnees 2012
4.4.4 Mesure des facteurs de correction entre donnees et simulation
4.5 Conclusion
5 Recherche de production electrofaible SUSY dans le canal 2 leptons 
5.1 Historique des recherches de chargino
5.2 Motivations
5.3 Selection des evenements
5.3.1 Selection des donnees
5.3.2 Lots de simulation
5.3.3 Denition des objets
5.4 Regions de signal
5.4.1 Variables discriminantes
5.4.2 Denition des regions de signal
5.5 Estimation du bruit de fond
5.5.1 Principe des regions de contr^ole RC
5.5.2 Regions de contr^ole pour le WW
5.5.3 Regions de contr^ole pour le top
5.5.4 Faux leptons
5.5.5 Bruits de fond mineurs
5.6 Incertitudes sur l’estimation du bruit de fond dans les regions de signal
5.6.1 Incertitudes theoriques
5.6.2 Incertitudes experimentales
5.7 Resultats
5.7.1 Traitement statistique
5.7.2 Denition de la fonction de vraisemblance
5.7.3 Maximisation de la fonction de vraisemblance
5.8 Conclusion
6 Extension de l’analyse dans les canaux ee et et reoptimisation 
6.1 Specicites des canaux ee et
6.2 Redenition des regions de contr^ole
6.2.1 Regions de controle pour le fond WW
6.2.2 Regions de contr^ole pour le fond Top
6.2.3 Regions de controle pour ZV
6.2.4 Regions de validation
6.3 Incertitudes theoriques
6.3.1 Modelisation du generateur
6.3.2 Gerbes partoniques
6.3.3 Echelles QCD
6.3.4 Densite de probabilites partoniques
6.3.5 Radiations de l’etat initial et nal
6.3.6 Interferences entre top solitaire et paires tt
6.3.7 Resume
6.4 Resultats
6.4.1 Mesure du bruit de fond
6.4.2 Impact des nouvelles RCs et des incertitudes theoriques
6.4.3 Interpretations dans le cadre des modeles simplies
6.4.4 Comparaison avec les analyses Modele Standard WW
6.4.4.1 Mesure de la section ecace WW avec ATLAS et CMS
6.4.4.2 Production de paire d’electroweakinos et section ecace WW
6.5 Recherche de productions directes de sleptons et de sleptons intermediaires
6.6 Conclusion
7 Prospectives pour la recherche de charginos 
7.1 Methodologie
7.1.1 Comparaison de l’information a la verite et de la simulation complete du detecteur
7.1.2 Simulation de la resolution du detecteur
7.2 Recherche de ~01 et ~ 1 au LHC a 8 TeV avec 20 fb?1
7.2.1 Sections ecaces
7.2.2 Estimateur de la signicance du signal
7.2.3 ~ 1 ~01 ! W(! e; + e; ) + 2 ~01
7.2.4 ~ 1 ~01 ! W(! 2 jets ) + 2 ~01
7.2.5 ~+ 1 ~? 1 ! W(! 2 jets ) + W( ! e; + e; ) + 2 ~01
7.2.6 ~+ 1 ~? 1 ! W(! 2 jets ) + W( ! 2 jets ) + 2 ~01
7.2.7 Conclusion sur les modeles avec neutralino LSP pure bino
7.2.8 Discussion sur le cas avec gravitino LSP
7.3 Prospectives de recherche de ~01 et ~ 1 au LHC a 14 TeV
7.3.1 Section ecace
7.3.5 Combinaison et sensibilite a l’empilement
7.4 Discussion sur les scenarios B et C
7.5 Conclusion
A Zn comme variable d’optimisation de region de signal 
A.1 Introduction
A.2 Denition de Zn
A.3 Combinaison des regions de signal
B De la verite Monte carlo a une simulation rapide du detecteur 
B.1 Resolution sur les leptons
B.2 Resolution pour les jets
B.3 Resolution sur Emiss
B.4 Ecacite de selection des objets
Bibliographie 

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