Production du boson W au LHC

Les annihilations quarks-antiquarks sont le processus dominant de production des bosons W au LHC, selon un procédé dit de Drell-Yan décrit au début des années 70 [175], et dont onpeut voir le diagramme de Feynman à l’ordre des arbres sur la figure 6.2. Comme on le verra au chapitre 7, les bosons W+ sont principalement produits à partir d’une paire u ¯d, et les bosons W− à partir de collisions ¯ud. Il est à noter que contrairement au boson Z qui peut être produit directement par une annihilation e +e −, comme cela a été fait au LEP, le boson W ne peut être créé à l’ordre des arbres qu’avec des collisions hadroniques Le mode de décroissance leptonique est étudié ici, en particulier la décroissance en un électron et un neutrino, et qui est représenté sur la figure 6.2. Mais le boson W+peut décroître en e +νe, µ +νµ, τ +ντ , u ¯d, ou cs¯ i , et en leur conjugué pour le boson W−. Comme le couplage du boson W aux fermions est universel, et en tenant compte des 3 états de couleurs des quarks, le rapport d’embranchement peut être estimé simplement à 1/9 pour chaque famille de fermions, et à 2/3 pour les états finaux hadroniques. Ainsi, les rapports d’embranchement mesurés sont BR(W → ℓν) = 10.80 ± 0.09% et BR(W → hadrons) = 67.60 ± 0.27%. Le rapport d’embranchement pour l’état final étudié ici est quant à lui BR(W → eν) = 10.75 ± 0.13% [10]. La création d’un boson W en collisions hadroniques se fait par collision de deux partons q1 et ¯q2 du proton portant chacun une fraction x1 et x2 de la quadri-impulsion P1 et de P2 de leur proton. Le moment transféré Q2 est alors défini par Q2 = (p1 +p2) 2 = (p3 +p4) 2 = sx1x2, avec p1,2 = x1,2P1,2, p3 et p4 les impulsions des particules finales e et νe, et s l’énergie des protons dans le centre de masse (√ s = P1 + P2). Dans le cas d’une production résonante de W, on a Q2 = mW . D’après le modèle des partons, la section efficace de production σP P→W se calcule comme le produit de la section efficace partonique σqq¯→W , et des fonctions de distribution de partons fi(xi ,Q2 ), c’est-à-dire la probabilité de trouver un parton i de fraction d’impulsion xi dans un proton, pour un transfert d’impulsion donné.

 Intérêt de la mesure 

Mesures de précision 

L’étude de la section efficace de production du boson W peut en soi servir à la compréhension du Modèle Standard, et à la compréhension de la modélisation des interactions entre protons. En particulier, elle peut servir à vérifier les corrections électrofaibles et QCD. En effet, la section efficace de production est aujourd’hui calculée avec des corrections QCD au deuxième ordre des perturbations NNLO [177]. La section efficace est augmentée de 15 à 30% (suivant la rapidité yW ) en passant de l’ordre des arbres au premier ordre des perturbations, et diminuée de 1 à 2% en passant du premier au deuxième ordre des perturbations. La précision sur les prédictions est alors de quelques pourcents. Les corrections électrofaibles à l’ordre O(α) modifient quant à elles la section efficace de quelques pourcents .L’étude de la section efficace de production du W peut aussi permettre de mesurer directement ou indirectement la largeur du boson Wii. Cette largeur est mesurée actuellement avec une précision relative de 2% (ΓW = 2.085 ± 0.042GeV ), alors qu’elle est calculée avec une précision relative de 0.03% par le modèle standard (ΓW = 2.0910 ± 0.007GeV ) [10]. Sa mesure est donc un test du Modèle Standard et serait sensible à des nouveaux modes de décroissance invisibles, non prédits par le modèle standard. La mesure du rapport des sections efficaces σW /σZ permet de calculer cette largeur [182, 183], en décomposant la mesure en ii. De plus, l’étude de la production d’un boson W en association avec un ou plusieurs jets (qui n’est pas présentée ici mais constitue une étude séparée dans ATLAS [184]) est particulièrement sensible à cet effet, puisque les calculs au premier ordre des perturbations QCD n’ont été faits que jusqu’à 4 jets. Les premiers résultats d’ATLAS montrent clairement qu’une description à l’ordre des arbres n’est pas suffisante pour décrire la multiplicité des jets. Enfin, l’étude de l’asymétrie de charge dans la production du boson W sert à établir des contraintes sur les fonctions de distribution de partons, en particulier à petite fraction d’impulsion x, comme on le verra plus en détails au chapitre 7. 

Intérêt en tant que bruit de fond

Une bonne connaissance de la section efficace de production du boson W est indispensable, puisque ce boson est un bruit de fond de nombreux processus. Par exemple, on a vu au paragraphe 2.3.3 que de nombreuses théories au-delà du Modèle Standard prédisent l’existence d’un boson de jauge lourd chargé, de type W’. La recherche de ce boson se base souvent sur la recherche d’un excès de signal dans les distributions de masse transverse mT dans les canaux de désintégrations W → eν et W → µν, dont on peut voir une distribution sur la figure 6.3 à gauche. Les queues de distributions dues au boson W constituent le principal bruit de fond (75% du bruit de fond pour mT > 400GeV , 90% pour mT > 750GeV ). Ainsi, dans le canal électron, avec l’expérience ATLAS, l’erreur principale sur l’évaluation du bruit de fond est due à la méconnaissance de la section efficace. Le quark top se désintégrant en un boson W et un quark b dans presque 100% des cas, les événements W+jets constitueront le bruit de fond dominant dans l’étude des événements tt¯, produits en abondance au LHC, dans le cas où l’un des deux W se désintègre leptoniquement (34.4% des cas), puisque l’événement contient un lepton, de l’énergie transverse manquante, et des jets (dont deux jets b). La section efficace de production tt¯a déjà été mesurée par ATLAS et CMS avec 3pb−1 [185, 186], puis 35 pb−1 [187, 188] de données. A chaque fois, pour estimer le bruit de fond dû aux événements W+jets, la normalisation du bruit de fond se fait à partir des données, puisque la valeur calculée n’est pas connue suffisamment précisément, surtout lorsque plus de 2 jets sont produits en association avec le W. Mais afin d’estimer ce bruit de fond, la forme des signaux est le plus souvent tirée de la simulation Monte-Carlo. Il en est de même pour les premières études de la production d’un seul quark top via interaction faible [189, 190]. Les événements W + jets peuvent également être des bruits de fond lors des recherches du boson de Higgs décroissant en deux bosons, en particulier dans le canal H → ℓνqq [191], et dans une moindre mesure dans le canal H → ℓνℓν [192]. Encore une fois, les formes de distribution sont tirées des simulations Monte-Carlo, mais ce bruit de fond doit être normalisé en utilisant les données. Dans certaines recherches de supersymétrie, les événements W + jets peuvent également constituer des bruits de fond non négligeables. Ainsi, dans des mesures avec 1 lepton, des jets et de l’énergie transverse manquante, le bruit de fond W + jets constitue environ un quart du bruit de fond, et est estimé à partir des données dans une région de contrôle [193]. On peut voir la distribution de la masse transverse sur la figure 6.3 à droite. Dans des mesures avec des jets, de l’énergie transverse manquante et aucun lepton, les événements constituent environ un tiers du bruit de fond [71, 194]. Dans le cas par exemple où ce bruit de fond est estimé à l’aide des simulations Monte-Carlo [71], une incertitude de 25% lui est attribuée due aux incertitudes théoriques, dont la section efficace.

Données et Monte-Carlo

Les données utilisées pour la mesure de la section efficace de production du boson W dans le canal W → eν ont été enregistrées de fin mars à fin juillet 2010. Elles correspondent à des moments où les faisceaux étaient déclarés stables et où le champ solénoïdal était à sa valeur nominale. De plus, on demande à ce que la qualité des données soit bonne (cf annexe C), que ce soit celle du détecteur interne, du système calorimétrique, des électrons ou de l’énergie transverse manquante. Ces données correspondent à une luminosité intégrée de 315 nb−1 , comme précisé dans la table 2.2. Les données sont comparées à des simulations Monte-Carlo du signal W → eν et des bruits de fond. Pour les bosons W et Z, et les événements tt¯, la section efficace est calculée au plus grand ordre des corrections QCD. La section efficace du bruit de fond di-jets est calculée à l’ordre des arbres, et est divisée par un facteur 2.4 dans les figures, car son incertitude est de l’ordre de 100% ou plus [195]. Ce facteur est calculé en ajustant le nombre d’événements issus de la simulation aux données pour une sélection qui est dominée par ce bruit de fond QCD (en demandant uniquement un électron de grande énergie transverse tel que défini au paragraphe 6.4.2, mais avec une sélection loose). Tous ces échantillons, générés à une énergie dans le centre de masse de 7 TeV sont ensuite traités par la simulation GEANT4 [196] du détecteur ATLAS [129], puis passent par une chaîne de reconstruction identique à celle des données. Les bruits de fond pour la sélection de bosons W → eν sont, par ordre décroissant d’importance : – Jets (échantillons de di-jet) : ce bruit de fond dominant peut provenir de jets reconstruits comme des électrons, de quarks b ou c qui se désintègrent semi-leptoniquement, ou d’électrons provenant de conversions de photons ; – W → τν : en particulier, lorsque le lepton τ se désintègre en un électron et des neutrinos (rapport d’embranchement de 17.84%) ; – tt¯ : car les quarks top se désintègrent presque à 100% en boson W et quark b ; – Z → ee : en particulier lorque qu’un des deux électrons n’est pas ou mal reconstruit ; – Z → τ τ . La table 6.2 résume ces différents échantillons Monte-Carlo ainsi que leur section efficace de production théorique.