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PARTE II Fenomenologia del bosone di Higgs e ricerche sperimentali –Considerazioni teoriche –Correzioni radiative e constraints da fit elettrodeboli –Decadimenti.

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1 PARTE II Fenomenologia del bosone di Higgs e ricerche sperimentali –Considerazioni teoriche –Correzioni radiative e constraints da fit elettrodeboli –Decadimenti –Meccanismi di produzione in collisioni elettrone-positrone –Meccanismi di produzione ai colliders adronici –Limiti dalla ricerca diretta a LEP II –Ricerche del bosone di Higgs al Tevatron Apparati sperimentali: CDF e D0 Sezioni durto, stati finali accessibili Tecniche sperimentali Qualche esempio in dettaglio –Prospettive della ricerca a LHC Produzione a LHC e stati finali promettenti Tecniche di ricerca e prospettive

2 Fenomenologia del bosone H – cenni introduttivi Il bosone di Higgs è finora stato cercato a LEP II, ma il risultato negativo ha permesso solo di mettere un limite inferiore alla sua massa. La ricerca del bosone di Higgs è oggi in corso al Tevatron, ove continuerà fino al 2010 e forse oltre. Se non verrà scoperto al Tevatron, a LHC H potrà essere identificato con meno di un anno di dati se la sua massa è superiore a circa 130 GeV. In caso contrario, sarà più difficile estrarlo, ma sicuramente un paio di anni di presa dati lo metteranno in evidenza in canali di decadimento rari (h ) o difficili per i backgrounds irriducibili (h, tth ttbb) che caratterizzano questa regione di massa. La teoria elettrodebole non prevede il valore di lambda e quindi M H =v(2 ) ½ è indeterminato. Questo tiene aperti scenari molti diversi fra loro, come vedremo, e complica notevolmente il panorama sperimentale.

3 Prima di discutere le ricerche dirette di H passate (LEP II), in corso (TeVatron) e future (LHC), menzioniamo senza entrare in dettaglio alcuni limiti teorici al range di massa permesso al bosone di Higgs nella teoria elettrodebole. –In primo luogo bisogna notare che se M> 1.8 TeV il suo contributo non impedisce la violazione di unitarietà nello scattering di bosoni W al tree level. Questo non è un vero constraint alla teoria ma piuttosto una preferenza: poter calcolare perturbativamente anche ad alta energia le interazioni deboli, che rimangono deboli. –La costante nel potenziale di Higgs riceve correzioni ed è anchessa running con la scala di rinormalizzazione della teoria. Si trova che esiste un limite inferiore alla massa di H che garantisce al potenziale di avere un minimo assoluto. Valori più piccoli di lambda, e quindi M h, rendono instabile il vuoto. Più alto è il valore di energia fino al quale si impone la validità della teoria, e più questo limite è stringente. –Cè anche un limite superiore derivante dalla richiesta che laccoppiamento quartico dellHiggs rimanga perturbativamente calcolabile. Anche questo limite dipende dalla scala di energia al quale entra in gioco nuova fisica. Tuttavia i limiti alla massa del bosone di Higgs credibili per un fisico sperimentale sono quelli che provengono, a parte le ricerche dirette, dallo studio delle correzioni radiative ai parametri della teoria elettrodebole. Essi permettono di legare la massa incognita di H alle altre osservabili.

4 Correzioni radiative e M H Al livello ad albero nello SM si hanno le relazioni dove il parametro dipende dalla struttura di Higgs della teoria, e vale 1 nel modello minimale (con doppietti di scalari). Le relazioni scritte sopra sono modificate da correzioni quantistiche come queste: Si può decidere di usare la relazione che definisce =1 per definire un valore rinormalizzato dellangolo di Weinberg. In tal caso,

5 Le correzioni dovute allautoenergia dei propagatori ricevono contributi dalla massa del top quark al quadrato, e dal logaritmo della massa del bosone di Higgs. Una misura di tutti gli osservabili elettrodeboli a LEP e SLD (larghezze parziali, asimmetrie) combinata con misure di precisione della massa del bosone W e del quark top permette di ottenere dei vincoli alla massa incognita dellHiggs. I più recenti risultati indicano un ottimo accordo fra previsioni del MS e tutti i parametri misurati. Tuttavia i fit preferiscono valori di M h esclusi dalle ricerche dirette di LEP II

6 Risultati dei fit globali I fit globali elettrodeboli hanno raggiunto una eccellente precisione con laggiunta dei due parametri critici M t, M w. La massa del bosone di Higgs risulta M(h)= GeV (68%CL, 2 =1). –Includendo i risultati dellesperimento NuTeV il valore cresce di una decina di GeV Il limite superiore al 95%CL è ora a 154 GeV, però se si include il risultato della ricerca diretta a LEP II, M(h)>114.4GeV sale a 185 GeV. Vi è tensione fra i parametri del MS. Per ora però non si può parlare di inconsistenza, in quanto il fit globalmente ha un buon chiquadro.

7 Gli input critici al fit Le masse del top e del W sono due dei parametri che pesano maggiormente nei fit globali Laccordo è buono ma se si rinunciasse a alcuni input si troverebbero valori in conflitto con le osservazioni E.G. se si rimuove A fb (b) il fit dà una massa dellHiggs troppo bassa!

8 Due parole sul problema delle gerarchie, fine tuning, vacuum stability, eccetera Ci sono diversi argomenti teorici che propongono sillogismi per limitare il range di massa possibile per H e allo stesso tempo per ipotizzare nuova fisica che renda consistente il Modello Standard –Il problema delle gerarchie: nel modello standard non è possibile spiegare la presenza di due scale energetiche fondamentali diverse di 20 ordini di grandezza Una possibilità è che vi sia nuova fisica che entra in gioco a una scala energetica molto minore di M(Planck) La supersimmetria è un tentativo in questo senso –Fine tuning: le correzioni perturbative richiedono la mutua cancellazione di effetti che hanno enorme impatto presi singolarmente. Esempio di MLM: Se vi danno 10 numeri reali a caso fra -1 e 1 e vi chiedono di calcolarne la somma, e trovate 10^ -32, pensate che sia un caso o che vi abbiano fatto uno scherzo ?

9 Modi di decadimento di H Il bosone di Higgs può esibire una ampia varietà di modi di decadimento. Il parametro fondamentale è la sua massa –Gli accoppiamenti di H ai fermioni dipendono dalla massa di questi, calcolata alla scala di energia rilevante per il decadimento il BR dipende dalle masse al quadrato dei corpi nello stato finale Es: H bb / H cc dipende dal quadrato del rapporto fra M b (M h ) e M c (M h ) –Il decadimento H gg dipende da loops di quark pesanti – è in effetti un contatore del numero di generazioni di fermioni che circolano nel loop: –B(H gg) è proporzionale a N f (M f >2M h ) –Il decadimento in bosoni vettori diviene dominante a partire da valori di massa vicini alla soglia di produzione di coppie H WW, H ZZ. Una eccezione è la regione ove avviene lapertura della soglia di decadimento in coppie di quark top, a 350 GeV –Decadimenti rari come H possono essere fondamentali nella ricerca dellHiggs, come vedremo.

10 In questo grafico si possono osservare gli andamenti del BR per diversi stati finali in funzione della massa incognita M H Features essenziali: –Per M<135 GeV domina H bb –Al di sopra di tale valore domina H WW Altre cose importanti da notare: –H tau tau non irrilevante –H gamma gamma piccolo ma importante per LHC (si vedrà oltre) –Sopra soglia, (WW)/ (ZZ)=3 come già discusso –B(H ZZ) circa ¼ sopra soglia

11 Calcolo del rapporto (WW)/ (ZZ) Si prende la parte della lagrangiana che descrive linterazione dei campi di gauge con il campo di Higgs, calcolato vicino al vuoto scelto nella gauge unitaria: Mass terms 3-particle vertices

12 Si trova quindi che: e in definitiva, a parte fattori di spazio delle fasi (trascurabili se M h >>2M Z ), si trova: B(h WW)/B(h ZZ)=4M W 2 /M Z 2 ~3

13 Decadimenti rari ma importanti! B(H gg)/B(H ) determinato dal rapporto fra s (M h )/ (M h ) e dalle costanti di struttura di SU(3) e U(1) x3

14 Meccanismi di produzione: LEP 2 A LEP 2 la produzione avviene soprattutto per fusione di bosoni e Higgsstrahlung. La sezione durto di produzione è piccola, per cui serve alta luminosità integrata per evidenziare un segnale. La dipendenza dallenergia è critica alla soglia del processo di Higgs-strahlung I backgrounds al canale principale, ZH, vengono da ZZ, Z-gamma, WW

15 Lacceleratore LEP Lacceleratore LEP,smantellato el 2002, era un sincrotrone per elettroni e positroni, il più grande al mondo –La circonferenza di 27km è 4 volte maggiore di quella del Tevatron –Lenergia raggiunta dalle collisioni è tuttavia 10 volte inferiore, perché è più difficile accelerare elettroni in unorbita circolare La radiazione di sincrotrone dipende dalla quarta potenza del rapporto fra energia e massa della particella carica Dipende anche dallinverso del raggio di curvatura al quadrato La potenza spesa per far circolare gli elettroni in LEP è enorme energia massima 208 GeV

16 Ricerche a LEP II I canali di ricerca del processo ee ZH sono condizionati dal fatto che nel range di massa accessibile il decadimento in coppie di b-quarks è dominante (85%): –4 JETS: Z qq, H bb –2 JETS+missing E: Z, H bb –2 leptoni + 2 JETS: Z ll, H bb Il decadimento in b-quarks rappresenta una segnatura ideale in quanto i jets da b- quark sono i soli ad essere identificabili con chiarezza, ed essi non sono prodotti nel decadimento del W Ciascuno dei canali ha una sensibilità che dipende non solo dalla frequenza degli eventi ma, ovviamente, dai diversi backgrounds fisici e strumentali che contribuiscono ai campioni di dati

17 Lefficienza di tagging di b-jets con reti neurali è molto elevata grazie alla pulizia degli eventi Si riesce a ridurre il fondo di WW a meno del percento con efficienza del 60% sul segnale Si ricostruisce al meglio la massa del candidato H bb e si combina linformazione dellevento in una likelihood per dare un peso allipotesi di massa del candidato Nel canale a 4 jets la difficoltà maggiore è la scelta della combinazione di jets da assegnare al decadimento dellHiggs Si utilizzano tutte le informazioni cinematiche per determinare la scelta più verosimile

18 Esempio di un evento a 4 jets raccolto da Aleph, e ricostruzione dello stato finale. Aleph preferisce lipotesi HZ alla ZZ per questo evento

19 Nel canale leptonico i fondi sono minori e gli eventi più facili da ricostruire. Questo evento di L3 è un ottimo candidato HZ bbll

20 La massa ricostruita nellipotesi ZH può essere istogrammata, dando unidea di come i dati sono in accordo con segnale o segnale+background E più efficace però assegnare ad ogni singolo evento un peso che descrive quanto più verosimile è lipotesi di segnale rispetto a quella di fondo.

21 Confronto fra ipotesi Per confrontare lipotesi di avere, fra gli eventi selezionati, alcuni eventi di segnale o avere solo produzione SM senza Higgs, gli esperimenti di LEP usano un metodo statistico noto come CL s. CL s è definito come il rapporto fra verosimiglianza dellipotesi B+S e dellipotesi B da solo: CL s =CL b+s /CL b Il rapporto è esprimibile come un numero che equivale approssimativamente alla variazione del chiquadro del fit se si include il segnale

22 Risultato dei 4 esperimenti separati Per masse dellHiggs vicine a 115 GeV cè in apparenza una leggera propensione dei dati a favorire lipotesi S+B. Tuttavia essa viene sostanzialmente da un solo esperimento In ogni caso, si tratta di un effetto di origine probabilmente statistica (meno di 2-sigma di significanza) Servono 5-sigma per scoprire una particella!

23 Limiti combinati di LEP II Il grafico illustra in altro modo la tecnica statistica con cui vengono combinati i risultati dei 4 esperimenti di LEP II per ottenere un limite alla massa del bosone di Higgs, data la previsione teorica della sua sezione durto e il numero di eventi osservati, lenergia del fascio quando sono stati prodotti, e la loro massa ricostruita, e la probabilità di ogni singolo evento nellipotesi ZH. Il CL s =CL b+s /CL b dà in un certo senso la probabilità del segnale, data losservazione sperimentale. Un valore piccolo implica che losservazione è improbabile in caso il segnale vi abbia contribuito. Il limite, M H >114.4GeV (95%CL) è molto stringente, nel senso che la probabilità di aver mancato losservazione a M H =110 GeV è ridicolmente piccola. Notare anche che il limite atteso era maggiore, seppur di poco. Questo corrisponde al piccolo eccesso di eventi osservati, (1.7 deviazioni standard).

24 Il Tevatron e LHC La messa in funzione di LHC renderà presto obsoleti gli esperimenti al Tevatron, grazie allenergia e luminosità superiori Nonostante ciò, la fisica prodotta al Tevatron ha definito un nuovo standard per qualità e precisione 2 km

25 Produzione di Higgs in colliders adronici: cenni preliminari In collisioni adroniche (pp, p-antip) il sottoprocesso duro tra due partoni è governato dalle funzioni di struttura, che determinano la probabilità di ottenere una data energia nel c.m. della collisione: La probabilità di ottenere i giusti partoni p1, p2 nello stato iniziale, con energia sufficiente a produrre lo stato fisico richiesto, dipende dalle PDF f p1 (x 1 ), f p2 (x 2 ). Inoltre, il c.m. della collisione a differenza delle collisioni e+e- è generalmente in moto nel detector. La parte trasversale è quasi nulla, ma quella longitudinale può essere molto grande. Ciò influenza in modo non banale laccettanza del detector a rivelare I corpi nello stato finale, la cinematica del processo, e la sua segnatura sperimentale. Una precisa conoscenza delle parton distribution functions (PDF), determinabili con precisione nei processi di DIS a più bassa energia e fatte evolvere alla scala di (x,q 2 ) di interesse attraverso le equazioni di Altarelli-Parisi (DGLAP) è di fondamentale importanza per avere predizioni attendibili.

26 Fasci di protoni E=s f a/A (x a,Q 2 ) f b/B (x b,Q 2 ) Underlying Event a b A B Sottoprocesso partonico di Hard scattering σ(ab X)| s=x a x b s ^ ^ Interazioni anelastiche La sezione durto di un processo a un collider adronico è la convoluzione della sezione durto puntuale del processo con lintegrale della probabilità di avere lo stato iniziale necessario a produrre il processo, con la relativa energia

27 Terminologia ai colliders adronici Hard scatteringHard scattering –è linterazione che ci interessa –QCD perturbativa ISR –Radiazione di stato iniziale emessa dai partoni che hanno preso parte allo scattering FSR –Radiazione emessa dallo stato finale prodotto nellhard scattering Underlying Event [UE]Underlying Event [UE] –tutta lattività rimanente dallinterazione adronica oltre allevento di interesse condivide il vertice primario con linterazione interessante Minimum Bias (online Pile-Up)Minimum Bias (online Pile-Up) elevata luminosità rate di interazioneinterazioni pp nello stesso bunch crossing dovute allelevata luminosità del collider (Tevatron: fino a 3x10 33 cm -2 s -1, LHC: >2x10 33 cm -2 s -1 ) e al rate di interazione (Tevatron: 2.5MHz, LHC: 40 MHz) vertici di interazione diversi (rivelatori traccianti fondamentali) (offline) Pile-Up(offline) Pile-Up rate di interazionieffetto strumentale dovuto allalto rate di interazioni

28 Quantità rilevanti a un collider adronico Vi sono una serie di complicazioni nel passare da collisioni e+e- a collisioni protone-antiprotone –il CM non è stazionario serve un rivelatore che permetta di ricostruire gli eventi indipendentemente dal boost di Lorentz Le quantità importanti per determinare la durezza di una interazione sono le componenti trasverse al fascio dei quadrimomenti dei corpi emessi –ET: accelerazione rispetto al moto lungo il fascio segnale di interazione energetica, forte quadrimomento trasferito –Pseudorapidità: una quantità legata allangolo di emissione, che possiede dellle caratteristiche vantaggiose –Azimuth: angolo di emissione nel piano trasverso al fascio –Lenergia totale della collisione è incognita Lermeticità è un fattore critico, ma non può essere perfetta Il momento longitudinale di neutrini non è ricostruibile –Lo stato iniziale di quarks e gluoni è intrinsecamente più complicato Problemi nella ricostruzione degli stati finali La radiazione di QCD dallo stato iniziale sporca la misura dellenergia dei jets –La grande energia delle collisioni produce alti livelli di radiazione nel detector Problemi di occupanza Problemi di trigger!

29 –Ogni sezione durto a livello partonico dipende dalle PDF Δσ H,SUSY (CTEQ)~5% a CDF incertezze teoriche PDF –Le incertezze teoriche maggiori sono date dalla conoscenza delle PDF –a basso-x interazioni del mare partonico dominanti a LHC per Q 2 =M W 2 mare partonico dominato dai gluoni la PDF dei gluoni è la meno nota per ogni x LHC trigger ATLAS & CMS Range cinematico al Tevatron e LHC

30 Produzione di H al Tevatron Al Tevatron, circa 10 Higgs di 120 GeV sono prodotti in un giorno di run (5 a CDF e 5 a D0) La produzione diretta è importante solo quando cè il decadimento in WW La produzione associata fornisce sensibilità nella regione dove LHC avrà più problemi a identificare lHiggs (lo vedremo più avanti) e W* H W q q b b l

31 Ricerca dellHiggs al Tevatron CDF e D0: breve descrizione degli apparati sperimentali Ricerche di Higgs leggero: gli strumenti –Triggering –B-tagging –Ricostruzione della massa invariante di coppie di jets –Identificazione di leptoni –Backgrounds Stato dellarte della ricerca nei vari canali a CDF e D0 WH l bb ZH llbb ZH bb Altre ricerche Ricerche di Higgs per M h >135 GeV –H WW –H ZZ Limiti combinati alla produzione di Higgs Prospettive del Run II al Tevatron

32 Fermilab

33 Il Tevatron collider Il Tevatron è un anello superconduttore per collisioni protone-antiprotone. Fornisce interazioni a 1.96 TeV con un bunch crossing di 392 ns Uno store comincia con laccumulazione di un gran numero di antiprotoni, prodotti dalla collisione di protoni con un bersaglio fisso tramite la reazione pp ppp antip a 120 GeV Esercizio per casa: qual è lenergia minima del fascio incidente per produrre antiprotoni con questa reazione ? Successivamente protoni e antiprotoni vengono Iniettati nellanello principale in bunches, e hanno luogo collisioni in D0 e CDF La luminosità cala rapidamente allinizio, e poi più lentamente. Uno store dura in media 20 ore. Il record finora è L = 2.92 E32 cm -2 s -1

34 Il rivelatore CDF CDF è un rivelatore magnetico (B=1.4T), costruito per essere sensibile a tutto: –L00+SVX+ISL: 7 silicon layers –COT, central tracker to | |<1.1 –EM calorimeters for electrons (| |<2) and photons; HAD calorimeters –An extended system of muon chambers covering | |<1.5 La struttura originale è stata progettata 27 anni fa per scoprire il quark top, ma oltre al top ha permesso di scoprire e misurare moltissime altre cose

35 Il sistema di Trigger di CDF A fronte di un rate di interazioni di 2.5MHz, si è limitati a 100Hz di eventi scrivibili su nastro –La maggior parte delle interazioni non è interessante (soft QCD) –Un trigger perfetto che selezionasse solo gli eventi che ci interessano a 100 Hz permetterebbe di raccogliere una sezione durto totale =N/L con L=3E32/cm2s, N=100/s =1 b –Confronto con processi fisici interessanti: W production: 20 nb Z production: 6 nb Top pair production: 7 pb Jets, Et>100 GeV: 1-10 nb J/psi, B meson production: nb Il trigger è organizzato in 3 livelli –L1: hardware, sincrono processing in parallelo Pipeline 42 clock cycles deep decisione in 5 s Accept rate max 35 kHz –L2: hardware e software, asincrono In media decisione in 30 s Accept rate max 600 Hz –L3: software Farm di PC Algoritmi offline ottimizzati Accept rate max 100 Hz

36 Il rivelatore D0 D0 è il fratello minore di CDF Anchesso è completo e ridondante, e dotato di un rivelatore al silicio ermetico e ridondante un tracciatore a fibre scintillanti un campo B assiale di 2.0 Tesla calorimetria U/liquid Ar eccellente copertura delle camere a mu Il tracciatore permette di operare b-jet tagging ad alta efficienza fino a| |<2.0

37 I colliders adronici In collisioni di altissima energia protone-protone (LHC, TeV) o protone-antiprotone (Tevatron, 2 TeV), i colliders adronici producono sostanzialmente urti inelastici fra quarks o gluoni Il protone, se sondato a grande energia, è infatti risolto nei suoi costituenti fondamentali Quarks e gluoni nel protone ad ogni dato istante si dividono lenergia totale con una probabilità governata dalle funzioni di struttura (PDF, parton distribution functions) Le PDF decidono quanta parte dei 14 TeV disponibili ai protoni è usata per la collisione dura

38 Impulso trasverso Ogni collisione tra adroni tipicamente consiste nellurto frontale fra un costituente di ciascun proiettile. Il quark (o gluone) che ha generato la collisione risente di una grande accelerazione in direzione ortogonale a quella dei fasci. E pertanto la componente trasversa ai fasci del moto del partone emesso la quantità che meglio caratterizza la violenza della collisione. Il protone, privato di una carica di colore, si disgrega in un fiotto di adroni, senza ricevere grande modifica al suo impulso iniziale.

39 Frammentazione La QCD, che governa linterazione forte responsabile della stabilità degli adroni, ha un potenziale che cresce linearmente con la distanza Due quarks colorati che si allontanano dagli adroni che li contenevano con alta energia estendono due stringhe di colore Il potenziale cresce finché non diventa energeticamente favorevole la creazione dal vuoto di una coppia quark-antiquark la stringa si rompe Il processo continua fino alla creazione di un fiotto di adroni leggeri, on mass shell, e colorless

40 Il prodotto finale: jets adronici La fase di frammentazione, ove agisce linterazione forte fra quarks e gluoni, si esaurisce in tempi brevissimi Gli adroni prodotti conservano approssimativamente la direzione iniziale di moto del partone, e collettivamente limpulso del partone originario Decadimenti elettromagnetici e deboli creano infine un fiotto di particelle stabili, che sono quelle che abbiamo la possibilità di identificare nellapparato: sostanzialmente p,n,,,K, K, K L,, e,

41 Come si misurano i jets ? I calorimetri sono sensibili sia a particelle cariche che neutre, Nei calorimetri e.m. si misura il numero totale di secondari prodotti in una cascata elettromagnetica E è proporzionale a N Nei calorimetri adronici i processi sono più complessi ma il concetto è lo stesso La corretta misura dellenergia dei jet permette di ricostruire il decadimento di particelle massive La misura dellenergia è anche fondamentale per ricostruire bene lenergia mancante

42 Gli altri segnali prodotti A parte i jets adronici, che sono di gran lunga il prodotto più frequente delle collisioni adroniche, si distinguono per la loro importanza i segnali di –elettroni e muoni isolati di alto impulso –fotoni energetici –energia trasversa mancante I jets adronici possono poi contenere indicazioni utili a classificarli come il prodotto di b-quarks leptoni tau Ciascuno di questi segnali ha unimportanza particolare per il tipo di processi fisici che si vogliono isolare

43 Elettroni e muoni I leptoni non risentono dellinterazione forte: a un collider adronico essi sono lesclusivo risultato di processi elettrodeboli –W e, –Z ee, – ee, (Drell-Yan) –decadimento debole di quarks pesanti (t,b,c) Sono processi rari, e di grande importanza per lo studio della fisica elettrodebole e per la ricerca di nuova fisica! –ricerca di quark massivi (e.g. t Wb) –decadimento di bosoni di Higgs (H WW, ZZ) –Nuovi bosoni (Z ee) –Supersimmetria! ( lo vedremo più avanti) Lidentificazione di elettroni e muoni di alto impulso è garantita dalla combinazione di diversi dispositivi: tracker, calorimetro, camere a muoni

44 Fotoni Anche i fotoni di alta energia sono molto rari e segnalano la produzione di fenomeni di alto interesse Un esempio su tutti, il decadimento H, che potrebbe dimostrarsi fondamentale per scoprire il bosone di Higgs se è leggero La segnatura sperimentale si basa sullassenza di una traccia carica in corrispondenza di una cascata elettromagnetica nel calorimetro

45 Energia trasversa mancante Lenergia trasversa mancante è un segnale importante per la fisica elettrodebole e la ricerca di nuova fisica I prodotti di una collisione devono avere un impulso totale nullo nel piano trasverso ai fasci Calcolandone la somma vettoriale, si trova MEt = [( E x ) 2 + ( E y ) 2 ] 0.5 e si misura anche langolo nel piano trasverso: = atan2(- y,, - x ) Un valore di MEt significativamente diverso da zero indica la produzione di uno o più particelle non interagenti che hanno sottratto limpulso trasverso in eccesso La sua importanza è cruciale per le ricerche di materia oscura: particelle neutre non interagenti

46 Jetclu e Midpoint Sia CDF che D0 utilizzano un algoritmo a cono per identificare i jets adronici Tuttavia vi sono diverse scelte possibili, che hanno un impatto sulla possibilità di confrontarsi con la QCD perturbativa, sulla risoluzione energetica che si ottiene, e sullaccuratezza con cui si identifica lo stato finale

47 Si vedono le risonanze in jets ? La ricerca di Higgs a massa M<135 GeV richiede di - ricostruire con precisione decadimenti in jet adronici - comprendere con accuratezza lo spettro di massa invariante di eventi di background, per identificare segnali a rapporto S/N piccolo Tutto ciò è dimostrabile usando un segnale noto: Z bb CDF è riuscito a mettere in evidenza il segnale Z bb –il segnale è usato per estrarre una calibrazione al 2% nellenergia dei jets

48 b-jet tagging Lidentificazione di b-jets è ancora più importante al Tevatron che a LEP per ricercare lHiggs a bassa massa invariante Tre metodi sono usati con successo: –Soft lepton tagging –Secondary vertex tagging –Jet Probability tagging Quando si richiedono 2 tags, i fattori di efficienza vengono elevati al quadrato sia CDF che D0 hanno sviluppato versioni strette e lasche per la selezione di b-jets Lefficienza degli algoritmi cala a bassa energia trasversa e alta rapidità ma è 45-50% per jets centrali da decadimento di Higgs Le probabilità di mistag (falsi positivi) sono tipicamente dello 0.5-1% I.P. B SV tagging: tracce con parametro dimpatto significativo sono usate in una procedura iterativa da un fit per ricostruire il vertice secondario nel jet D0 CDF Tight/loose

49 Secondary vertex tagging Questo event display mostra come le tracce cariche sono usate per ricostruire un vertice secondario nei jets di un evento di produzione di coppie top- antitop Le lunghezze di decadimento per b-jets di 50 GeV sono tipicamente dellordine di alcuni millimetri, e possono essere ricostruite facilmente con tracce identificate nei rivelatori al silicio (risoluzione sulla posizione della traccia: m)

50 Identificazione di leptoni di alto Pt La maggior parte degli stati finali ad alto Pt studiati al Tevatron includono leptoni - Facili da triggerare - Alta purezza del segnale - Facili da calibrare usando le candele standard (bosoni W,Z). I leptoni di alto Pt in CDF e D0 provengono quasi esclusivamente da decadimenti dei W e Z Anche i leptoni tau sono usati, soprattutto per ricerche di nuova fisica (generation- dependent). Il problema con i tau è che decadono spesso in adroni difficile da separare da jets adronici D0 CDF

51

52 Ricerche di Higgs leggero CDF e D0 ricercano il bosone di Higgs a massa M<135 GeV soprattutto nel decadimento dominante, H bb La produzione diretta non è indagabile per via dellenorme background di QCD: A 105 GeV (pp H)=1 pb, B(H bb)=0.8; A 130 GeV (pp H)=0.6 pb, B(H bb)=0.5; (pp Z)=6nb, B(Z bb)=0.15. Quanti Higgs prodotti in 1/fb ? - a 105 GeV ? - a 130 GeV ? Difficoltà di raccolta: - trigger - selezione eventi con 2 b-jets - tagli cinematici determiniamo la significatività del segnale in 10/fb a 105 e 130 GeV usando come riferimento la frequenza di eventi osservata nel grafico a lato

53 Jet Et Resolution Laltro fondamentale ingrediente per aumentare la sensibilità di CDF a un Higgs leggero: migliorare la risoluzione energetica dei b-jets. La misura dellenergia dei jets adronici dipende dalla rivelazione della ionizzazione che le particelle causano nei calorimetri La risoluzione è tipicamente dellordine del 10-15% per jets di Et compresa fra 50 e 200 GeV Si può migliorare la risoluzione, e aumentare quindi il rapporto S/N in uno spettro di massa invariante, con algoritmi che cercano di utilizzare oltre alla lettura calorimetrica anche tutte le altre informazioni del detector Una r isoluzione del 10% sulla massa di coppie di b-jets è stata dimostrata nel 2003 (HSWG), e replicata con simili strumenti nel 2006.

54 Previsioni pre-Run II Prima di discutere i risultati fin qui ottenuti dalle ricerche del bosone di Higgs SM, diamo unocchiata a quanto si era previsto nel 1999 e –Varie assunzioni: risoluzione10% su massa dijet B-tagging ad alta rapidità Copertura angolare massima per leptoni Combinazione dei risultati di CDF e D0 Zero sistematiche (nel 2003) Significato delle curve: nel 50% dei casi, il Tevatron esclude al 95% il range di massa [x,y] con L raccolta per esperimento pari a…;ottiene evidenza a 3-sigma…;osserva con significanza di 5- sigma… – 7/fb 115

55 Ricerca di WH l bb La produzione associata pp WH, con successivo decadimento W e o W e dellHiggs in due b-jets, è la segnatura più propizia al TeVatron. –I leptoni di alto impulso permettono un efficiente trigger –La richiesta di missing ET riduce il background da processi di QCD –Rimane necessario richiedere che i jets provengano da b-quark Doppio b-tagging: riduce molto i backgrounds (tranne Wbb) ma lefficienza sul segnale ne risente Singolo b-tagging: maggiore efficienza, minor reiezione di backgrounds. Luso di un addizionale loose b-tag migliora la sensibilità di questo canale. –Per aumentare il rapporto S/N si usano sofisticati metodi di discriminazione basati sulla cinematica del segnale e quella osservata

56 CDF: WH l bb, signal acceptance La richiesta di base è semplice, e riflette la topologia dello stato finale cercato Quando solo uno dei due jets ha un vertice secondario, si ricerca un tag di Jet Probability –Meno reiezione dei fondi, ma lefficienza aumenta dell80%

57 Backgrounds Si prendono in considerazione tutti i processi noti che possono contribuire al campione selezionato –Backgrounds fisici: da Monte Carlo –Backgrounds strumentali: si stimano con campioni di controllo I backgrounds dominanti sono Wbb (blu) e top production (giallo)

58 La neural network Riceve in input la cinematica del processo, inclusa la massa invariante dei due b-jets, e produce in output un singolo numero, NNO –NNO~0: background-like –NNO~1: signal-like La rete è istruita a riconoscere il segnale rispetto alla mistura attesa di backgrounds, e ottimizzata per dare il miglior possibile risultato in termini di significatività delleventuale segnale estraibile ad alto valore di NNO

59 Risultati del canale WH Un fit permette di estrarre la probabilità della distribuzione di NNO osservata in funzione della normalizzazione della componente di segnale. Si ottiene così un limite al 95% CL. La procedura è ripetuta per diversi valori di massa (e diverse ottimizzazioni della selezione e della rete neurale). I risultati sono descrivibili dalle curve qui sotto

60 Ricerca di ZH llbb In questo canale è già in uso un metodo di correzione della massa con reti neurali, che riduce (M)/M dal 16% al 10%: il segnale passa dalla forma in giallo a quella in rosso Luso di una seconda rete neurale bidimensionale discrimina il segnale dai backgrounds (Z+jets e top pair production), e incrementa di un fattore 2.5 la sensibilità rispetto a una semplice analisi dello spettro di massa invariante. –2 loose b-tags oppure 1 tight b-tag –1 loose e 1 tight lepton (ee, )

61 La rete neurale ha due outputs in questo caso: discriminano il segnale dai due backgrounds dominanti La piccolezza del segnale atteso rende difficile questo canale (il BR Z ll è del 7%!) Senza ulteriori miglioramenti, con 8/fb GeV Si stanno studiando metodi per ridurre le sistematiche e per aumentare laccettanza

62 Ricerca di ZH bb Lo stato finale con due neutrini e due b-jets riceve una parte di accettanza dal canale WH l bb ove il leptone carico non viene identificato Lanalisi corrente di CDF (1.7/fb) usa la seguente selezione di partenza: MEt>50, Et1>35, Et2>25, Nj=2, tight b-tags La sensibilità al segnale viene poi ottimizzata con tagli più duri su Et1>60 GeV, MEt>70 GeV, MEt/Ht>0.45, (j,MET)>0.8. Laccordo con le simulazioni viene studiato in due regioni di controllo: una ricca di QCD (veto su leptoni, =1 leptone, >0.4).. Grazie al discreto BR di Z in neutrini, questo canale è promettente ma risulta critica la raccolta degli eventi a livello di trigger

63 Da questi numeri si ricava un limite a SMx20 al 95%cl., meno stringente di quanto atteso (ci sono più candidati della somma dei backgrounds!) Con un trigger migliore e una selezione basata su neural networks si può migliorare sensibilmente i risultati finora ottenuti

64 Ricerche ad alta M: H WW(*) La produzione di coppie WW da processi SM è ormai studiata in dettaglio al Tevatron. Costituisce il background dominante alla ricerca di Higgs a massa superiore a 135 GeV Eventi con due leptoni di alto impulso trasverso (e, ) e alta missing E t sono selezionati (rimuovendo candidati Z ee, ) Gli esperimenti usano la preferenza di decadimento dellHiggs in leptoni carichi emessi nella stessa direzione per discriminare H WW dai backgrounds SM W+W+ e+e+ W-W- e-e- n

65 Produzione SM di coppie WW Questi processi costituiscono il background dominante alla produzione H WW Sia CDF che D0 hanno raccolto cospicui campioni di eventi WW (= O(100 evts)) Risultato recente: CDF, 825/pb di dati –Sezione durto in ottimo accordo con le previsioni teoriche NLO +CTEQ6 PDF [ =12.4±0.8 pb: J.Campbell, R.Ellis, PRD 60 (1999)113006]:

66 Osservazione di produzione WZ e evidenza di produzione ZZ Il processo pp WZ lll è facilmente separabile dai pochi fondi elettrodeboli –Identificati 16 candidati, fondo atteso 2.7±0.4 eventi –Risulta (WZ) = pb (NLO: 3.7±0.3 pb) Il processo pp ZZ è ricercato nei canali con 4 leptoni carichi o con 2 leptoni e energia trasversa mancante –Fondi dominanti: DY, WW –Si trova (ZZ)= pb

67 Ricerca di H WW a D0 D0 ha recentemente prodotto un limite alla produzione H WW considerando stati finali ee, e in 1.7/fb di dati Dopo una selezione degli eventi con due leptoni carichi, energia trasversa mancante MET>25 GeV, e angolo tra i leptoni carichi <1.25, la cinematica degli eventi è usata in una rete neurale che discrimina il segnale dai backgrounds SM (WW, WZ, ZZ, top…) Nei plot a lato, lenergia trasversa mancante è mostrata per i dati dopo la sola selezione di eventi con due leptoni carichi

68 Loutput della rete neurale è confrontato con i dati sperimentali a monte di alcuni tagli di selezione, per verificare laccordo con le simulazioni dei vari processi Listogramma vuoto mostra il comportamento degli eventi H WW atteso dalla simulazione

69 Una diversa configurazione degli input e un diverso training, ottimizzati, sono operati per valori diversi della massa dellHiggs cercata per ogni valore di MH si ha una selezione diversa e valori di output differenti Dal numero di eventi osservati e dalla distribuzione in NNO si ricava un limite alla sezione durto, non essendo osservato un segnale per nessun valore di MH

70 Il risultato è un limite alla sezione durto pari a 2.4 volte quella attesa da SM, a 160 GeV (il valore di massa ove lanalisi è maggiormente sensibile, dato il massimo BR(WW)) Combinando questo risultato con uno analogo di CDF (che ha raggiunto il limite x1.9SM recentemente) si potrà presto escludere lesistenza di un bosone di Higgs di massa intorno a 160 GeV

71 Limiti combinati Nessuna ricerca di segnale di Higgs di CDF e D0 è singolarmente sensibile a questa particella: Serve maggiore statistica! Un modo per raddoppiare la statistica è quello di combinare i risultati dei due esperimenti, come LEP II Combinando tutte le diverse ricerche, che sono in larga parte indipendenti, si migliora sensibilmente la significatività del risultato Le tecniche statistiche per fare questo in modo corretto, tenendo conto delle sistematiche correlate e indipendenti, dei relativi backgrounds, diverse luminosità integrate, diverse sensibilità sono complesse Lesercizio viene rifatto ogni sei mesi: quello mostrato è il limite ottenuto dal Tevatron per lestate 2008

72 Prospettive delle ricerche al Tevatron Quelli visti sono i risultati di CDF e D0 con statistica di 2-3/fb. Entro la fine del Run II i due esperimenti dovrebbero raggiungere 7/fb ciascuno. Il fattore di miglioramento implica una sensibilità doppia nel ; tuttavia altri fattori sono anche più importanti –Raffinamento delle tecniche di analisi –Miglioramento della risoluzione energetica dei jets Tuttavia, è obiettivamente difficile che il Tevatron osservi il bosone di Higgs –Una piccola speranza rimane se M H =160 GeV –A bassa massa invariante rimane difficile ipotizzare un segnale significativo Lo scenario più probabile vede il Tevatron ottenere unesclusione del range GeV entro il 2009, quando LHC comincerà a ottenere i primi risultati con poca statistica Se il bosone di Higgs è leggero (come tutto sembra indicare), potrebbero volerci diversi anni ancora per scoprirlo (LHC ha grande difficoltà per M<130 GeV)

73 Un lascito importante Senza nulla togliere a LEP e agli altri esperimenti passati, gli esperimenti CDF e D0 al Tevatron consegnano a LHC un quadro eccezionalmente preciso del modello standard e in particolare della fisica adronica. Di particolare importanza per questo seminario: –Osservazione del quark top, e misura della sua massa allo 0.7% calibrazione per ATLAS e CMS! –Una comprensione eccellente della QCD strumento fondamentale per le simulazioni dei processi di fondo a LHC! –Misura della massa del bosone W con precisione dello 0.05% assieme a M t danno un input importante per costringere i modelli di nuova fisica e verificare lo SM –Limiti a SUSY e ad altri modelli da ricerche dirette In più, le ricerche del bosone di Higgs sono ancora in corso…

74 Meccanismi di produzione a LHC Quanto visto per la produzione di Higgs al Tevatron vale in larga misura anche per le collisioni protone-protone a maggiore energia fornite da LHC. Tuttavia vi sono importanti differenze: –La maggiore energia nel CM condiziona alcuni dei canali di ricerca per laumento di alcuni backgrounds non riducibili Produzione associata WH,ZH per M H <135 GeV: non sono più vantaggiose per via dellenorme fondo, sia da W+jets, che da tt –Alcuni canali rimangono possibili H tau tau –Altri canali diventano favorevoli a causa della maggiore statistica ed energia nel CM (maggiore sezione durto a un dato q 2 ) H-> ttH ttbb Per M H >130 GeV il decadimento in coppie di bosoni vettori rimane il modo più chiaro per estrarre evidenza della produzione di Higgs

75 Sezioni durto dei processi fisici a LHC inel 70 mb bb 500 b W xBR( ) 15 nb tt 850 pb H 1 pb Rate (Hz) per L=10 nb -1 s -1 possibile rate di scrittura su Mass Storage ( 100 Hz) Selezione On-line (triggers!)

76 Meccanismi di produzione dell Higgs a LHC Meccanismi di produzione più importanti La produzione associata Higgs-top, Higgs-W può essere daiuto a bassi valori di massa (dove la ricerca è più difficile) gluon fusion Vector boson fusion (da quark scattering) (dominante a LEP, Tevatron)

77 H ZZ (*) 4 leptoni E tra i canali più favorevoli (e più studiati in sede di preparazione degli esperimenti) Segnale: due picchi ben definiti Zμ + μ - per m H >2m Z –Fondi principali: riducibili: tt, Zbb –isolamento del μ –ricostruzione della Z (m μμ =m Z ) irriducibile: ZZ –domina il meccanismo di produzione qq –muoni più soffici - - -

78 H ZZ (*) 4 leptoni Segnale atteso per una luminosita integrata di 10 fb -1 ( 1 anno di LHC a L = cm -2 s -1 =1 nb -1 s -1 ; simulazione dell esperimento CMS): Canale H 4 ZZ, Zbb

79 Ricerca dello SM Higgs a LHC 10 3 facile abbastanza facile difficile 100fb -1 m H =130 H Luminosita integrata cui corrisponde questo plot molto difficile

80 Prospettive di LHC con 30/fb Scenario A: il Tevatron raccoglie 7-8/fb, LHC subisce ulteriori ritardi prime indicazioni da CDF e D0 (2-3, ) permettono a LHC di cercare in maniera mirata il segnale conferma, scoperta comune (come Adone per la J/ Sembra improbabile… Scenario B: Entrambi gli esperimenti on schedule il Tevatron esclude M intorno a 160, LHC scopre lHiggs nel 2010 inoltrato LHC inizierà a prendere dati in autunno 2009 se le cose vanno come dovrebbero, lHiggs sarà scoperto da CMS e ATLAS nel 2010 (pochi fb -1 dovrebbero bastare se M>130 GeV) Tuttavia se la massà è inferiore, LHC è in difficoltà. Vi sono due scenari verosimili se lhiggs è leggero:


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