1/46 Recherche du boson de Higgs du modèle standard de DØ à CMS Stéphanie Beauceron Thèse au LPNHE actuellement au DAPNIA/SPP Séminaire IPNL du vendredi.

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1 1/46 Recherche du boson de Higgs du modèle standard de DØ à CMS Stéphanie Beauceron Thèse au LPNHE actuellement au DAPNIA/SPP Séminaire IPNL du vendredi 8 Avril 2005

2 2/46 Plan Introduction sur le boson de Higgs du modèle standard Fermilab et DØ Recherche du boson de Higgs à petite masse Recherche du boson de Higgs à grande masse Comparaison à l’étude de prospective du Tevatron LHC et CMS Le calorimètre électromagnétique Les premiers résultats de la mise en faisceau La simulation dans des événements Z  ee Conclusion

3 3/46 Le boson de Higgs du modèle standard Le modèle standard est une théorie testée par de nombreuses expériences  Toutes les mesures sont en accord avec les prévisions Mais : Sans le mécanisme de Higgs, le modèle standard ne permet pas d’expliquer la masse non nulle de la plupart des particules élémentaires  Introduction d’un doublet de champs complexes  Existence d’une particule scalaire associée à ce doublet : le boson de Higgs La masse du Higgs est faiblement contrainte théoriquement.

4 4/46 Nouvelle combinaison avec des ajustements théoriques : m top = 178 ± 4.3 GeV m H = 126 +73 -48 GeV ou m H < 280 GeV (95% CL) La contrainte électrofaible Contrainte sur m H dans le modèle standard Recherches directes à LEP2 : m H >114.4 GeV @95%CL avec un léger excès d’événements à 115 GeV

5 5/46 LEP Exclusion Production du Higgs Production directe : ~1 pb Production associée : ~0.2 pb Pour une masse 115 GeV. TeVatron LHC Production directe : ~40 pb Production associée : ~2 pb Pour une masse 115 GeV.

6 6/46 Désintégration du Higgs m H <130-140 GeV : H  bb dominée par le bruit de fond QCD -qqH  qqbb bruit de fond: QCD -ZH  llbb bruit de fond: Zbb, ZZ, tt -WH  l bb bruit de fond: Wbb, tt, t -ZH  bb bruit de fond: QCD, Zbb, ZZ, tt m H >130-140 GeV : -H  WW* bruit de fond: WW, WZ -H  ZZ* bruit de fond: ZZ, WZ -WH  WW*W* bruit de fond: WW, WZ, tt Au Tevatron les canaux principaux de recherche vont être WH  Wbb  l bb et H  WW *  l l. Au LHC, le Higgs va être principalement rechercher en production directe H   et H  ZZ *  llll. Les canaux de production associées, utilisées au Tevatron pour les recherches à basse masse, seront difficiles car le bruit de fond sera plus important.

7 7/46 Fermilab Injecteur principal & Recycleur Tevatron Chicago  Source p Booster pp p CDF DØ collisions pp E cdm = 1.96 TeV espacement des paquets de 396 ns Run II pic de luminosité  actuel :11.8  10 31 cm -2 s -1  but : 20  10 31 cm -2 s -1 collisions pp E cdm = 1.96 TeV espacement des paquets de 396 ns Run II pic de luminosité  actuel :11.8  10 31 cm -2 s -1  but : 20  10 31 cm -2 s -1

8 8/46 Luminosité design: challenging base: conservative Début de l’année fiscale Integrated Luminosity (fb -1 ) Utilisée pour l’analyse WH Utilisée pour l’analyse H  WW

9 9/46 Le détecteur DØ

10 10/46 Recherche du Higgs à petite masse à DØ Échantillon des données Échantillons simulés Propriétés cinématiques W+  2 Jets W + b-jets Limite σ(WH) Limite σ(Wbb)

11 11/46 Données prises entre Avril 2002 et Septembre 2003 Luminosité : 174 pb -1 Sélection des événements : Un électron isolé dans le calorimètre central |  | 20 GeV Energie transverse manquante > 25 GeV Veto sur un muon isolé ou sur un second électron avec p T >15 GeV Au moins deux jets p T > 20 GeV avec |  | < 2.5 2 jets étiquetés par JLIP avec une probabilité < 0.7% L’échantillon de données WH Recherche dans le canal WH  e bb

12 12/46 Identification des jets de quark b en utilisant les propriétés des hadrons B : temps de vie d’environ 1.6 ps  une désintégration en vol après 3mm (pour une impulsion de 40 GeV).  extrapolation des traces provenant de la désintégration d’un hadron B à vertex secondaire. Le paramètre d’impact = distance minimale entre la trace et le vertex primaire. Les traces provenant de hadron B ont en moyenne un paramètre d’impact de 400 μm. Longueur de désintégration ~ qques mm Collision Paramètre d’impact Vertex secondaire Produits de la désintégration d’un B Identification des jets de b

13 13/46 JLIP est un algorithme pour étiqueter les jets provenant de quark b. Combine les paramètres d’impact de chaque traces associées au jet en une probabilité de temps de vie du jet (Jet LIfetime Probability). Cette probabilité traduit le fait que toutes les traces sont issus du point d’interaction  les jets de quark b ont une faible probabilité. Coupure à 0.7% sur la probabilité  efficacité d’étiquetage :48±3% Algorithme

14 14/46 ProcessusGénérateurs Nombre d’événements dans ~170 pb -1 W  e Pythia471750 ZeeZee Pythia43350 Z  Pythia43350 W  Pythia471750 WZ  e bb Pythia663 Wbb  e bb Alpgen+Pythia570 tt  e+jets m t =175 GeV Alpgen+Pythia173 Wjj  e jj Alpgen+Pythia48790 Wjjj  e jjj Alpgen+Pythia6970 SingleTop  e bb CompHep63 WH  e bb m H =115 GeV Pythia3 Echantillon de simulation

15 15/46 Détermination du bruit de fond QCD (1) On appelle “QCD” les événements multijets dans lesquels un jet est identifié comme électron. Estimation faite à partir des données par un système linéaire de 2 équations, 2 inconnues. Dans DØ, un électron est identifié en 2 temps : une première sélection dite initiale puis une sélection suivant un maximum de vraisemblance (critère strict). On considère : un échantillon initial (N initial ) = l’objet électromagnétique passe les critères de la sélection initiale un échantillon final (N final ) = échantillon initial + critère strict sur le candidat électron  Calcule de l’efficacité du critère strict (=critère sur le maximum de vraisemblance)  Détermination de la quantité d’événements ayant un jet identifie comme un électron (par les critères de la sélection initiale) qui subsiste lorsque l’on demande le critere strict (ƒ Misid ).

16 16/46 Taux de mauvaise identification du critère strict : Echantillon de candidats électrons (par la sélection initiale) dos à dos avec un jet (  <0.2)  nombre candidat passant le critère strict / nombre initial de candidat. L’échantillon doit avoir moins de 10 GeV de ME T, le jet passe les critères d’identification des jets, dans |  |<1.1, loin interstices en  et avec une fraction électromagnétique<0.70. Pour le calcul du bruit de fond QCD, le taux de mauvaise identification est appliqué en fonction du p T de l’électron. L’efficacité du maximum de vraisemblance est déterminée sur des événements Z  ee. ME T (GeV) p T (GeV) Determination de ƒ misid

17 17/46 Détermination du bruit de fond QCD (2) Notre échantillon initial contenant N Initial événement est compose de N electrons événement contenant de “vrai” électron et de N QCD événements contenant des jets identifiés comme des électrons. A partir de l’efficacité du critère sur le maximum de vraisemblance (strict =  Strict ) et du taux de mauvaise identification d’un électron par ce critère (ƒ Misid ), le contenu de chaque échantillon s’écrit : N Initial = N electrons + N QCD N Final =  Strict.N electrons + ƒ Misid.N QCD Par inversion des équations, il est possible de déterminer le nombre d’événements de bruit de fond QCD (N QCD ) dans chaque échantillon ainsi que le nombre d’événements contenant de “vrai” électrons (N electrons ).

18 18/46 Les données sont sélectionnées indifféremment sur plusieurs critères de déclenchement La simulation est pondérée par les rapports d’efficacité données/simulation Les contributions des simulations sont normalisées à leur section efficace multipliée par la luminosité Le bruit de fond QCD est déterminé par le système linéaire avec une efficacité de critère strict de (  strict ) 92 ± 2 % et un taux de mauvaise identification de (ƒ misid ) 18 ± 2%, 12% pour p T e > 30 GeV Comparaison données-simulation

19 19/46 Le bruit de fond QCD est réduit de plus de 60% lorsque l’on demande le critère sur le maximum de vraisemblance. Les données et la simulation sont en accord dans l’échantillon initial et l’échantillon final. InitialFinal Energie de l’électron InitialFinal

20 20/46 Final Evénements W+  2 jets La masse transverse des candidats boson W est bien décrite par l’ensemble de la simulation  Étude des propriétés des jets produit en association.

21 21/46 Final Simulation générée par Alpgen Masse invariante des 2 jets Final Simulation générée par Pythia Final La forme de la distribution est décrite dans les 2 cas. Pythia est un générateur basé sur le “parton-shower”. Pythia réalise des approximations des éléments de matrice  limitation de la prédiction d’un taux définit de jets (2/3/4/5-jets).  un problème de normalisation. Alpgen qui est générateur d’élément de matrice, nous donne une bonne description de nos données.

22 22/46 La recherche du boson de Higgs Proportion d’événements 1 jet reconstruit 2 jets reconstruits 3 jets reconstruits 4 jets reconstruits WH24 %62 %12 %2 % tt3 %18 %37 %33 % Wbb68 %28 %4 %0 % Top électrofaible 23 %61 %12 %1 % Exactement 2 jets  62% du signal WH, rejette 82% du tt 2 ou 3 jets  74% du signal WH, rejette 45% du tt  S/  B augmente de 47% si exactement 2 jets

23 23/46 Production W(  e )bb 76 données à comparer à 72.6±20.0 provenant de la simulation W + 2 jets avec au moins l’un des jets étiquetés comme provenant de quark b

24 24/46 Production W(  e ) H(  bb) 6 événements observés, 4.4 ± 1.2 attendus Fenêtre de masse [85-135] GeV : 0 données 1.07 ± 0.26 bruit de fond attendus 0.049 ± 0.012 WH Etudes systématiques: SourceErreur(%) Calib. énergie des jets4 (WH) 7 (Wbb) Identification des jets6 Etiquetage11 Déclenchement et id. el5 Calib. énergie électron5 Total15 (WH) 16(Wbb) Simulations18 Limite sur la production à 95% C.L. de  (WH)B(H  bb)<9.0 pb pour M H =115GeV

25 25/46 Production W(  e )bb A partir de W+2b-jets, on étudie Wbb 6 événements observés, 2.7  0.7 attendus (non Wbb) + 1.7  0.4 Wbb Limite à 95% C.L. :  (Wbb) 20 GeV et  R( partons )>0.75 Probabilité(Bruit)=0.04 ; Probabilité(Signal+Bruit)=0.23 Le modèle standard sans Wbb est défavorisé au niveau de 2   augmente le signal Wbb en demandant que chaque jet soit étiqueté par les 3 algo.  25 GeV < M W < 125 GeV  2 événements sont observés, Evts attendus: 0.3±0.1 (Bruit de fond) +0.6±0.2 Wbb (Signal)

26 26/46 Vue du vertex du 2 eme candidat 3 vues de l’événement de plus grande masse invariante (m jj =220 GeV) des candidats Wbb (WH) masse invariante (m jj = 48GeV) E T miss b-jet e

27 27/46 Recherche du boson de Higgs à haute masse à DØ Échantillon de données et simulation Cinématique des événements WW Limite σ(H  WW)

28 28/46 Données prises entre Avril 2002 et Juin 2004 Sélection des événements : e/  isolés avec p T (l 1 ) > 15 GeV, p T (l 2 ) > 10 GeV Énergie transverse manquante > 20 GeV Veto sur la résonance Z et sur les jets énergétiques Coupure sur la masse(ll) qui dépend de la masse du Higgs Echantillon des données WW Recherche dans les états finaux e e, e ,   Luminosité: 325 (e e ), 318 (e ) et 299 (  ) pb -1 ProcessusGénérateurs Nombre d’événements dans ~315 pb -1 WW  l l Pythia 47(l l ) et 94 (l l’ ) Z  ll Pythia80010 tt  ll+jets m t =175 GeV Pythia24 WZ  l ll Pythia4 H  WW  ll M H = 160 GeV Pythia1

29 29/46 La reconstruction de la masse du boson de Higgs n’est pas possible du fait de la présence des deux neutrinos. On utilise la corrélation de spin pour supprimer le bruit de fond.   (ll) est particulièrement utile Leptons du boson de Higgs ont tendance à être collinéaires H  WW ( * )  l + l - W+W+ e+e+ W-W- e-e- n Angle azimutal entre les leptons (après la présélection)  ll <2.0

30 30/46 Nombre d’événements après sélections Dominant bruit de fond pour une masse de Higgs de 160 GeV H  WW ( * )  l + l - WWW+jetsZtt 11.7±0.22.1±0.73.3±0.70.44±0.03 140160180 Observés2120 Attendus21.4±1.617.7±1.019.1±1.0 Section efficace x rapport de branchement exclu à 95% C.L. L’acceptance du signal est ~3.9–16.2% en fonction de la masse du boson de Higgs/état final

31 31/46 Limites Les analyses WH et WW sont complémentaires. L’analyse de WW a deux fois plus de luminosité et considère les électrons et muons comme état final.

32 32/46 Comparaison avec l’etude de perspective du Tevatron Fenêtre de masse Analyse DØ WH  e bb [85,135] Etude de Perspective WH  e,  bb [100, 136] Analyse DØ H  WW M H =160 GeV Etude de Perspective H  WW M H =160 GeV Résolution sur la masse 14±1%14±1%15% Signal (S)0.0490.130.540.50 Bruit de fond (B)1. 073.217.71.32 Signal/  B 0.045 (0.064) 0.0750.130.44 Signal/B0.0460.0410.030.38 Pour l’analyse WH, le rapport S/  B de DØ est proche des estimations de l’étude de perspective. Grâce a un double étiquetage à DØ, le rapport S/B est meilleur que ceux obtenus dans les autres approches.

33 33/46 L’étude de perspective et les analyses de DØ Statistical power only Systematics not included L’analyse WH manque un facteur ~2.6 que l’on peut réduire avec : Medium a loose étiquetage  1.5 (et plus avec une combinaison des algorithmes) Jet resolution  1.3 Phi-cracks  1.2 Il faut également considérer l’analyse en Muons, Taus Luminosité pour exclure le Higgs à 95% C.L. avec ces analyses Déjà un facteur 2.3

34 34/46 Le Higgs à CMS Le LHC Le détecteur CMS Les défis du Higgs La mise en faisceau d’un super module La résolution La non linéarité Le bruit cohérent La simulation sur les événements Z  ee

35 35/46 p p 14 TeV Collisions toutes les 25 ns Luminosité: basse (3 ans):~2x10 33 cm -2 s -1 haute : 10 34 cm -2 s -1

36 36/46 Le détecteur CMS

37 37/46 Calorimètre électromagnétique Paramètrestonneaubouchon Couverture| η |<1.481.48<| η |<3.0 D  x D η 0.0175 x0.0175 0.0175 x 0.0175 a 0.05 x 0.05 Profondeur X 0 25.824.7 # de cristaux6120014648 Volume8.14m 3 2.7m 3

38 38/46 Les défis du Higgs Recherche du Higgs dans la région de masse: 120-150 GeV Calorimètre performant pour la recherche H   et H  WW*/ZZ * ( → e) Résolution, herméticité et efficacité But : Électronique Uniformisation et stabilité du calorimètre H    Résolution de l’ordre de 0.5% et une intercalibration de l’ordre de 0.3%

39 39/46 Mise en faisceau Mise en faisceau de 1700 cristaux ce qui correspond a un Super-module (soit 1/36 ème du tonneau). Étude avec des faisceaux d’électrons, muon et pions d’énergie variable. 1129 cristaux ont été mis dans un faisceau d’électrons d’énergie de 120 GeV.

40 40/46 σ(Amplitude)/Amplitude fit gaussien σ/Moyenne de 6.8% sans intercalibration σ(Amplitude)/Amplitude Résolution moyenne de 0.72% ADC Étude d’un seul cristal Une analyse rapide des runs a permis de détecter les problèmes d’acquisition ainsi que les canaux défectueux: 3 canaux sans signal et 2 canaux avec un “demi” signal. Premiers aperçus des canaux mis dans un faisceau d’électron à 120 GeV: 1 evt des evts Amplitude Temps Amplitude Temps

41 41/46 Résolution avec une somme de 9 Un électron ne dépose pas toute son énergie dans un seul cristal : on effectue une somme de 9 cristaux (3x3) autour du cristal d’énergie maximale  Nécessité de corriger l’énergie perdue dans les interstices entre les cristaux  Les 0.5% de résolution sont atteints Julien Descamps RESOLUTION: 0,50 % Without correction With correction Julien Descamps

42 42/46 Bruit corrélé Tours bruyantes Bruit moyen : 1 ADC~36MeV Bruit corrélé entre les échantillons du pulse: Mise à part 2 tours bruyantes, le bruit corrélé est en accord avec les perspectives. Bruit cohérent entre cristaux/tours: Pas de bruit corrélé entre cristaux/tours. Bernard Fabbro

43 43/46 Étude de la linéarité de l’électronique CoeffNonLinearite Marc Dejardin ADC count Au cours de la mise en faisceau une non linéarité de l’électronique de lecture a été observée. Cette non linéarité peut être paramètrée par : CoeffNonLinearite = (p0 + p1 x log(E + p2)) L’analyse reste en cours pour en comprendre les origines.

44 44/46 Simulation dans les événements Zee On utilise la courbe mesurée durant la mise en faisceau. On oscille autour de cette courbe afin de simuler la variation de la non linéarité pour l’ensemble des canaux. On corrige par la courbe mesurée. Courbe de référence Oscillation autour de la référence Energy (GeV) CoeffNonLinearity M(ee) reconstruite M(ee)genere e – M(ee) rec. Moyσσ/MMoyσ Référence 5559 Zee 89.42.893.2%1.632.68 Nonlinearite 55278 Zee 87.83.023.4%3.322.87 Correction nonlinearite 5565 Zee 89.42.923.3%1.662.69 P T >20 GeV | η| <2.5

45 45/46 Simule la non linéarité + 3 ‰ de canaux morts + 2 ‰ de canaux d’énergie x ½ + 44 tours de trigger défectueuses + 1 Token Ring (8 tours adj.)+ du bruit corrélé (88 tours fortement corrélées) pour tout le calo.: M(ee) reconstruite M(ee)géneree – M(ee) rec. Moyσσ/MMoyσ Référence 5559 Zee 89.42.893.2%1.632.68 Bruit cor. 5545 Zee 89.42.893.2%1.672.70 Tous 5505 Zee 89.32.963.3%1.762.75 P T >20 GeV | η| <2.5 σ=1.15 σ=5.60 Simulation dans les événements Zee σ=1.15

46 46/46 Conclusion Plus de 170 pb -1 de données prises par DØ ont été étudiées. La recherche du boson de Higgs a débuté. Recherche du Higgs dans le canal WH : Limite  (WH)B(H  bb) < 9.0 pb pour M H = 115 GeV à 95%C.L. (et entre 9.0 pb et 12 pb pour d’autres points de masse) Limite sur  (Wbb) 20GeV et ΔR > 0.75)  Résultats sont publiés (hep-ex/0410062; Fermilab-Pub-04/288-E) Recherche du Higgs dans le canal WW : Limites  (H)B(H  WW) < 5.3 pb pour M H = 160 GeV à 95%C.L. (et entre 5.3 pb et 20.5 pb pour d’autres points de masse)  En cours de publication L’analyse CMS est en phase de construction. La recherche du boson de Higgs impose de fortes contraintes sur le calorimètre électromagnétique. Les résultats de la mise en faisceau sont en accord avec les valeurs attendues et sont utilisées pour améliorer la simulation.