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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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Presentazione sul tema: "PARTE II Fenomenologia del bosone di Higgs e ricerche sperimentali –Considerazioni teoriche –Correzioni radiative e constraints da fit elettrodeboli –Decadimenti."— Transcript della presentazione:

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 Warning – qualche numero di cui DOVETE conoscere lordine di grandezza Masse dei quarks e dei leptoni Masse dei bosoni vettori Masse, tempi di decadimento, caratteristiche fondamentali di n,,p,K,D,B Larghezze di t, W, Z Come calcolare B(W x) Come calcolare B(Z x) Decadimenti e B(x) dellHiggs, e dipendenza di questi dalla massa Energia del c.m. dei moderni collisionatori Luminosità tipiche in cm -2 s -1 Sezioni durto dei processi tipici al Tevatron, LHC, B-factories, LEP (pp inelastica, pp W, pp Z, pp h, ee Y(4S), ee Z...), w, s, G F e le relazioni che le determinano

3 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 2011 e forse oltre. Se non verrà scoperto al Tevatron, a LHC H potrà essere identificato con circa uno o due fb -1 di dati se la sua massa è superiore a circa 135 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.

4 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 contributo di H 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.

5 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. 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, perché lambda cresce con E per masse dellHiggs sopra un certo valore dato M H, la teoria rimane perturbativamente calcolabile fino a un certo data una, M H ha un limite superiore. La richiesta che i constraints a M H valgano a qualunque scala fino alla massa di Planck implicano che M H deve stare fra 130 e 190 GeV. Se si scopre un Higgs più leggero, questo implica nuova fisica che entra in gioco a una scala

6 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,

7 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

8 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 158 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.

9 Gfitter results Si può anche incorporare nei risultati dei fit globali agli osservabili elettrodeboli il risultato delle ricerche dirette (che è espresso in termini di un delta-Log-Likelihood fra lipotesi di esistenza o meno del bosone di Higgs, in funzione della sua massa). Il risultato è lo stato dellarte della nostra conoscenza sulla massa dellHiggs. Questo ha unimportanza notevole per le ricerche dirette presenti e future, come è ovvio (vedi esempio dellubriaco che ha perso lorologio di notte)

10 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!

11 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 proporzionali allenergy scale a cui si calcolano, e che quindi hanno enorme impatto presi singolarmente, se si vuole che la cancellazione agisca anche a scale di energia fino a M P. Esempio di MLM: Se vi danno 10 numeri reali a caso fra -1 e 1 e vi chiedono di calcolarne la somma, e trovate , pensate che sia un caso o che vi abbiano fatto uno scherzo ?

12 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 >M h /2) –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.

13 Nota sul decadimento in gg Con calcoli che esulano dai nostri scopi si può mostrare che la larghezza di decadimento in due leptoni tau è (NB si prendono come riferimento in quanto i più pesanti fermioni di cui si conosce la massa con precisione e indipendente dalla scala) Il rapporto con altri tipi di fermioni dipende dal rapporto delle masse al quadrato, come già detto. Il decadimento in due gluoni ha una larghezza che dipende dai fermioni più pesanti di M H /2, e vale Si noti che la crescita va con il quadrato di NH: se ci sono più di tre generazioni di fermioni, il bosone di Higgs potrebbe essere praticamente invisibile a un collider, in quanto il rapporto fra la seconda e la prima formula cresce con N 2 e M H 2 !

14 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, qui non mostrato) –Sopra soglia, (WW)/ (ZZ)=3, vedi slide successiva –B(H ZZ) circa ¼ sopra soglia

15 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

16 Quindi 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 Si trova quindi, dato che i mass terms per i bosoni sono del tipo M 2 WW, 1/2M 2 ZZ, che:

17 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

18 Una temporanea deviazione: il calcolo di limiti al 95% CL Nelle ricerche di nuova fisica, o di particelle non ancora osservate, si usa intensivamente una tecnologia divenuta standard in fisica delle particelle: i 95% CL limits CL: livello di confidenza o anche credibility level. Indica che si decide un livello al quale si accetta di poter fare unaffermazione errata – tipicamente il 5%. Si indica con. Qualche esempio chiarirà meglio il significato di CL: –se faccio uno studio delle precipitazioni su Padova nellultima settimana di Novembre, e dico al 95% di CL domani pioveranno meno di 5mm di pioggia, integrata su 24 ore sto dicendo che, date le misure in mio possesso, la PDF che descrive la quantità di pioggia che cade solitamente in un giorno di fine novembre a PD ha unintegrale da zero a 5mm che contiene il 95% dellintegrale fra 0 e infinito sto ponendo un upper limit –se misuro il mio peso su una bilancia e trovo 71.1 kg, e studio con attenzione lerrore sistematico, posso similmente derivare una PDF relativa alla misura. Questo mi permette di costruire un limite superiore, come prima, o anche di creare un intervallo di confidenza MISURA intervallo di confidenza

19 Costruzione di un intervallo di confidenza La costruzione di Neyman lega un valore misurato di una quantità fisica x al range possibile per il valore vero di un parametro legato a x. –x e non devono per forza avere le stesse unità di misura –anzi, la costruzione di Neyman si capisce meglio se esse sono diverse quantità! –Esempio: temperatura della superficie del sole =, valor medio della lunghezza donda emessa = x. x è detto un estimator di. –f(x| ) è la PDF che prevede il risultato dellesperimento, dato il nostro apparato sperimentale e la dipendenza funzionale delle due quantità fisiche in gioco –Usando f, possiamo trovare per una data probabilità 1- (es. 95%) e per ogni q i valori x 1 e x 2 tali che

20 Il confidence belt indica quindi i valori probabili del parametro dati possibili risultati sperimentali x. Ma le cose sono un po più complesse: la belt dipende dallintervallo di confidenza scelto e dalla ordering rule. Esso permette di estrarre confidence limits come ora vediamo.

21 Lunione degli intervalli [x 1,x 2 ] per tutti i valori del parametro costituisce il confidence belt. Dato (e.g. 0.05), di solito le curve x 1 ( ), x 2 ( ) sono monotone (e così pure 1 (x), 2 (x)). Se ora misuriamo x e troviamo il valore x 0, possiamo ottenere linsieme dei valori contenuto nel confidence belt che corrispondono a x 0 : è un segmento verticale. Immaginiamo che il valore vero sia 0. 0 sta entro il confidence belt ( (x)< 0 < (x)) se e solo se x sta nellintervallo x 1

22 Va notato che porre un upper limit o misurare un confidence interval sono due operazioni del tutto simili concettualmente: si tratta di valutare lintegrale, in un certo range, della PDF della nostra misura si estrae il range corrispondente a un valore fissato dellintegrale. Ma che cosè la PDF ? La locazione del suo massimo (se ce nè uno solo!) è il risultato della nostra misura, ma la distribuzione dellerrore – la PD per valori diversi dalla misura ottenuta – contiene TUTTA linformazione! – in questo senso lerrore di una misura, in scienza sperimentale, è PIU IMPORTANTE della misura stessa!!! –Valutiamo le seguenti alternative: Lesperimento 1 misura che x vale 14.5, ma non si conosce lincertezza. Lesperimento 2 misura x con un errore totale = 0.5 Quale di queste due affermazioni contiene maggiore informazione ? La prima è ASSOLUTAMENTE inutile!: non conoscendo nulla della distribuzione di errore dellapparato 1, non sappiamo NULLA di x. Non possiamo, ad esempio, dire che il valore vero di x sia 14.5 o intorno a 15 o positivo e piccolo. Nulla. La seconda è insufficiente, ma non inutile! Sappiamo almeno qual è laccuratezza restituita dallesperimento 2! Note sullintervallo di confidenza

23 Upper limit a una sezione durto Il risultato più comune di una ricerca di un processo di nuova fisica è un upper limit sulla sezione durto del processo Solitamente la teoria indica una dipendenza chiara fra massa della particella cercata e sezione durto del processo di produzione lupper limit sulla sezione durto diventa un limite alla massa In generale, comunque, si può comprendere la tecnica considerando il semplice caso di counting experiment –Considero un particolare stato finale delle collisioni, che reputo essere utile a evidenziare leventuale produzione della nuova particella Es: 4 jets adronici dal decadimento di una coppia ZH prodotta da LEP II –Determino una selezione dei dati basata sulle caratteristiche del segnale, per rimuovere il massimo numero di eventi di background –Con simulazioni, o estrapolazioni, costruisco una previsione del numero di eventi di background, N exp, che mi aspetto in una signal box Nellesempio ZH jj bb si tratterà ad esempio di tagli di preselezione (4 jets, no leptoni, eccetera) e di due condizioni sulle masse di due jets jj e bb, 75

24 La costruzione di Neyman (una volta scelta una ordering rule e un livello di confidenza ) ci permette di trasformare un conteggio di eventi in uninferenza statistica sul parametro di interesse Vediamo ora invece unaltra tecnica, di interesse meno generale ma più attuale, che si usa per mettere limiti alla massa del bosone di Higgs (e vedremo più avanti due esempi concreti in dettaglio). Voglio confrontare due ipotesi: –1) cè un segnale con intensità ( =1 è la previsione teorica per il rate del segnale) –0) il segnale non cè. Questo equivale a =0. –Mi serve il numero di eventi attesi nella mia scatola in funzione di. –N exp,s = (ZH) L BR(Z jj) BR(H bb) tot (box) sarà la mia previsione del numero di eventi di segnale che mi aspetto nella scatola, se esiste un bosone di Higgs prodotto con sezione durto (ZH). –Questo lo posso moltiplicare per un fattore incognito, la forza del segnale rispetto alla previsione del modello. Alla fine metto un limite su ciò mi permette di escludere multipli della sezione durto teorica ho un risultato pubblicabile anche se non escludo nulla!

25 Definita una test statistics – in questo caso (-2) volte il likelihood ratio delle ipotesi SB( ) e B-only – si può verificare come i dati concordano con una o laltra ipotesi in funzione di, calcolando lintegrale delle PDF. Dal rapporto fra le aree si ha CL s =CL sb /CL B i dati escludono tutti i valori di per i quali CL s è minore di. z=-2lnQ Valore misurato Area corrispondente alla probabilità di osservare un valore misurato di -2lnQ eguale o minore a quello osservato, nel caso non vi sia (rosa) o vi sia segnale (azzurro) S+B Hypothesis B Hypothesis

26 Un esempio concreto - 1 Anticipando quello che vedremo per le ricerche dellHiggs al Tevatron, possiamo osservare come i limiti alla sezione durto del bosone di Higgs sono trasformabili in limiti alla sua massa, nellipotesi che la produzione avvenga con la sezione durto prevista dal modello standard.

27 Un esempio concreto - 2 CMS ha recentemente pubblicato una ricerca di nuova fisica nel rapidity ratio R Ad alta energia il rapporto R=N(jet centrali)/N(jet in avanti) è sensibile alla produzione di nuove particelle, e più ancora alla compositeness di quarks e gluoni Il rapporto risulta meno dipendente da effetti sistematici dei rates singoli: alcune incertezze sono comuni e si cancellano A sinistra: distribuzione della massa invariante di coppie di jets per coppie centrali (in rosso) e coppie con jets entrambi in avanti (in nero). A destra: R(M) in un range ristretto, ove si verifica la QCD

28 R mostrerebbe un chiaro aumento ad alta M se i quarks avessero una sottostruttura ad una scala di distanza, corrispondente Il confronto fra QCD nel MS (la banda blu) e i vari modelli di NP in funzione di mostra che i dati di CMS dovrebbero essere sensibili a valori di <3 TeV Nel caso particolare di questa analisi si vede che nemmeno la QCD da sola è in buon accordo con i dati: essi sono ancora meno centrali, ad alta M, di QCD da sola. E in questi casi che si dimostrano migliori dei metodi di test che tengano conto del fatto che anche il modello H 0 (quello senza nuova fisica) potrebbe non fittare bene i dati. Il metodo CL s è stato in effetti costruito proprio per diminuire questo problema.

29 Likelihood dei dati osservati: somma su tutti i bin di M jj di un fattore di Poisson (vedo Ntot, mi aspetto mu eventi) moltiplicato per un fattore binomiale (vedo Ni eventi centrali su Ntot eventi, mi aspetto una frazione di eventi centrali ): Alla fine non si considera il primo termine (conditioning ai dati osservati). Test statistics: log likelihood ratio RLL (è un rapporto di likelihoods, e presone il logaritmo, diventa una differenza!) I dati vengono fittati, per ogni valore del parametro L, da un modello di puro SM H 0 e da un modello SM+NP(L) H 1. I valori di likelihood sono poi combinati in RLL Dettagli tecnici

30 Il valore atteso per la likelihood di un fit ai dati è ovviamente diverso per le due ipotesi H 0 (B-only) e H 1 (S+B), per valori di che i dati possono discriminare con una tecnica detta toy Monte Carlo si costruiscono le PDF relative Le PDF dipendono dalla variabilità dei dati in tutti i bin di M jj oltre che da nuisance parameters che incorporano leffetto atteso dagli errori sistematici Ecco cosa ci si aspetta da H 0 e H 1 per il rapporto LLR=log(L SB )-log(L B ), ove si suppone che =2 TeV in H 1. Le due ipotesi sono in questo caso ben discriminabili. valore di LLR dei dati punto al di sotto del quale si escluderebbe H1 se si guardasse solo lintegrale (CL BS =0.05) qui quasi coincide con il punto ove CL s =0.05 perché CL b qui è quasi 1.0

31 Ora possiamo cercare di capire il plot riassuntivo che mostra i valori esclusi di Valori piccoli di sono facilmente esclusi dai dati: H 0 e H 1 prevedono LLR molto diversi fra loro, come visto. Più cresce meno le due distribuzioni sono separate il valore di LLR escluso al 95% con CL s diventa minore di quello osservato per =4 TeV limite al 95% CL. A destra si vede la situazione per 4.05 TeV: la freccia rossa mostra dove lintegrale di H 1 vale 0.05, quella viola dove vale 0.05 il rapporto fra i due integrali, CL s. La freccia verde mostra il risultato del fit ai dati sperimentali non si esclude questo valore di.

32 Riassumendo: Costruzione del confidence belt: framework per lestrazione di limiti alle quantità fisiche stimate in una misura Vi è una quantità di sottigliezze. Esistono molti metodi diversi, legati a diverse test statistics ma queste non sono argomenti da sesso degli angeli, in quanto la risposta di metodi diversi è diversa, e non cè una ricetta migliore di unaltra! La produzione di un limite al 95% CL è solo apparentemente straightforward. Cè consenso in HEP che servano protected methods per non escludere troppo grazie a fluttuazioni favorevoli dei dati sperimentali CL s lo fa dividendo CL bs per CL b, ma abbiamo visto che anchesso può trovarsi in difficoltà

33 Back to Higgs Searches - Meccanismi di produzione a 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 e-e- e+e+

34 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

35 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

36 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

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

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

39 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.

40 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. Nel plot qui a destra e nei seguenti si mostra il rapporto Q=L SB /L B fra likelihoods delle due ipotesi =1, =0 Il rapporto è esprimibile come un numero che equivale approssimativamente alla variazione del chiquadro del fit se si include il segnale differenza di chiquadro equivalente

41 La likelihood usata per descrivere le due ipotesi ( =0 background-only, =1 signal + background) è il prodotto di fattori di Poisson e di fattori che descrivono la probabilità di osservare una certa configurazione cinematica per ogni evento studiato Qui N è il numero di canali, s k e b k sono segnale atteso e background atteso (n k eventi effettivamente osservati) in ciascun canale (diversi stati finali, diversi esperimenti, diverse sottoselezioni); S k e B k sono le PDF di segnale e fondo per le variabili discriminanti x. Con i valori di likelihood si calcola -2ln(Q)=-2ln(L sb /L b ), che discrimina le due ipotesi =0 o =1. Alti valori di -2ln(Q) corrispondono a campioni di dati che sono maggiormente signal-like

42 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!

43 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. 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 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).

44 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

45 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.

46 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

47 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

48 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 –E T : 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!

49 –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

50 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

51 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 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

52 Fermilab

53 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 = 4 E32 cm -2 s -1

54 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 31 anni fa per scoprire il quark top, ma oltre al top ha permesso di scoprire e misurare moltissime altre cose

55 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

56 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

57 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

58 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.

59 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

60 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,

61 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

62 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

63 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

64 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

65

66 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

67 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

68 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

69 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

70 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)

71 Esercizio per casa: calcolo eventi con W e Z Al Tevatron collider la sezione durto totale di produzione di W è di 20 nb, quella di Z è di 6 nb. Assumendo unefficienza complessiva di rivelazione per muoni del 60%, e del 50% per elettroni, calcolare: –Il numero di candidati p-antip W e, p-antip W p- antip Z, p-antip Z ee) identificabili con la richiesta di uno (due) leptoni e, con una luminosità integrata pari a L=100 pb -1 –Lerrore statistico sulla sezione durto di W e Z ottenibile; –Lerrore totale, assumendo che la luminosità integrata sia nota con una precisione relativa del 6% e le efficienze di identificazione di elettrone abbiano un errore relativo del 2%; –Lerrore totale raggiungibile sul rapporto di produzione (W)B(W e )/ (Z)B(Z ee) nelle condizioni viste sopra.

72 Esercizio per casa Al Tevatron la sezione durto di produzione di coppie di bosoni vettori è la seguente: (pp WW) ~ 12 pb (pp WZ) ~ 3 pb (pp ZZ) ~ 1.5 pb. 1) Assumendo una luminosità integrata da CDF pari a 4 fb -1, calcolare: Il numero di candidati WW e e, e, ; il numero di candidati WZ e ee, ee, e, ; il numero di candidati ZZ eeee, ee,. ove ogni stato finale si intende identificato dai leptoni carichi prodotti nel decadimento, per i quali le efficienze globali di rivelazione sono (e)=50%, ( )=60%. 2) Usando poi la distribuzione di Poisson calcolare la probabilità di osservare almeno 5 candidati ZZ con una luminosità pari a 1,4, e 10 fb -1.

73 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

74 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

75 Ricerca del bosone di Higgs per M H <135 GeV Si ricerca principalmente il processo di higgs-strahlung da W o Z Il bosone W/Z viene identificato nel suo decadimento in leptoni, o Z H viene ricostruito dal decadimento in coppie di b-jets I backgrounds vengono ridotti imponendo che i jets contengano b-tags La ricostruzione della massa dellHiggs a partire dallenergia misurata dei jets adronici è il fattore cruciale Il rapporto S/N al Tevatron è molto inferiore a 1 la ricerca è estremamente complicata Mettendo assieme i risultati di tutti gli stati finali diversi si riesce comunque a limitare la sezione durto

76 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

77 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 2009

78 Esercizio: limite a H) dal conteggio di eventi WW Il processo H WW è un canale proficuo per massa M H ~ GeV –B(WW) è alto –M H non è direttamente ricostruibile; problema principale: background reduction Supponiamo di usare 4/fb di dati al Tevatron per cercare eventi ppbar WW l l (l=e, ) Supponiamo anche che ci sia solo il background da produzione standard di WW Supponiamo infine che con una Neural Network si riesca a selezionare l80% di H WW e il 10% di background WW Che limite dovremmo riuscire a mettere a (H) ?

79 Abbiamo visto prima che in totale N WW = =500 nei canali leptonici con 4/fb Con una (NN)=10% ci aspettiamo 50 eventi Se vediamo 50 eventi e ce ne aspettiamo 50 dal background, il segnale non può eccedere ~2 sqrt(50)=14 Quindi abbiamo che NN B WW ll B ll H 95 L<14 Da questo si trova, con i numeri già citati, che H 95 <0.33 pb. Siamo vicini alla sezione durto teorica (0.3 pb): possiamo mettere un limite a R= H / H (SM) < 1.1 Combinando un risultato simile a quello calcolato come esempio qui sopra con altri, CDF e D0 sono riusciti finora ad escludere, al 95% di confidence level, lesistenza del bosone di Higgs in un range di massa fra 160 e 170 GeV, ovvero nella regione dove il limite su R è risultato essere inferiore a 1.

80 Prospettive delle ricerche al Tevatron Quelli visti sono i risultati di CDF e D0 con statistica di 3-4/fb. Entro la fine del Run II i due esperimenti dovrebbero raggiungere 8-9/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 2010, 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)

81 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: –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 0.04% 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…

82 LHC, CMS, ATLAS

83 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 –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

84 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!)

85 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)

86 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 - - -

87 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

88 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

89 Il rivelatore CMS CMS (Compact Muon Solenoid) è stato costruito con in mente un goal fondamentale: la scoperta del bosone di Higgs Ovviamente però si tratta, come ormai ogni moderno rivelatore, di uno strumento multipurpose, che può vedere ogni dettaglio delle particelle prodotte, e non solo i 4 muoni del decadimento H Z°Z°

90 Il tracker al silicio: principio fisico Il silicio è un materiale semiconduttore: prendendo una giunzione p+n opportunamente soggetta a un campo elettrico inverso, essa si svuota di cariche libere, e non fa passare corrente. Il passaggio di una particella carica ionizza gli atomi lungo la traiettoria (circa 20k in 300 m) gli elettroni in surplus migrano allanodo Costruendo gli anodi con microstrips, si riesce a raccogliere la carica depositata e ottenere una misura precisissima (O(10 m)) della posizione ove è passata la traccia ionizzante

91 The CMS Tracker

92 210 metri quadri di rivelatori al silicio! Il tracker di CMS è impressionante per dimensioni e performance Ogni sensore è posizionato con precisione di pochi micron lelettronica di lettura è montata direttamente sul detector è necessario estrarre il calore che genera! servono cooling pipes, cavi per lalto voltaggio (alimentazione dei sensori), cavi per lalimentazione dellelettronica, cavi per estrarre il segnale dei sensori ad altissima velocità

93 High Energy Physics and Astrophysics experiment requirements Silicon detectorsRead-out electronics channels The Compact Muon Solenoid (CMS) tracker will require 210 m 2 silicon detectors and read-out channels

94 High Energy Physics and Astrophysics: silicon vs read-out After H. F.-W. Sadrozinski, IEEE TNS vol.48, pp , 2001

95 Stato del progetto e piani Una settimana dopo lo start-up a settembre 2008, un disastroso incidente dovuto a una connessione elettrica difettosa fra due magneti ha danneggiato 50 magneti dellacceleratore e imposto uno stop che finirà col costare un anno! LHC inizierà la presa dati in dicembre 2009, e opererà per 1 anno a energia inferiore al design già così migliorerà le misure garantite da 8 anni di presa dati degli esperimenti al Tevatron Lenergia di run sarà inferiore perché non siamo ancora sicuri al 100% di poter portare la corrente dei magneti di LHC al valore necessario a curvare protoni di 14 TeV

96 Backup slides

97 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

98 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%

99 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)

100 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

101 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

102 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, )

103 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

104 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

105 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

106 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]:

107 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

108 Risultati previsti da LHC Per capire cosa ci potremo aspettare dal primo anno di run di LHC dobbiamo studiare la sezione durto dei processi che ci interessano Maggiore è lenergia delle collisioni, e maggiore è la frequenza di produzione di eventi rari –mentre il numero totale di urti rimane quasi costante! Ciò è dovuto al fatto che ciò che collide sono i quarks, ed è difficile che essi siano trovati con una frazione considerevole dellenergia del protone che li contiene

109 Risultati previsti da LHC - II CMS e ATLAS potranno competere con il Tevatron nella ricerca dellHiggs con qualche centinaio di picobarns inversi Una scoperta è possibile con 1/fb solo se lenergia di run è di almeno 10 TeV –cosa che è ancora in discussione.


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