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 d’urto di produzione è piccola, per cui serve alta luminosità integrata per evidenziare un segnale. La dipendenza dall’energia 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+

L’acceleratore LEP L’acceleratore 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 –L’energia raggiunta dalle collisioni è tuttavia 10 volte inferiore, perché è più difficile accelerare elettroni in un’orbita circolare La radiazione di sincrotrone dipende dalla quarta potenza del rapporto fra energia e massa della particella carica Dipende anche dall’inverso del raggio di curvatura al quadrato La potenza spesa per far circolare gli elettroni in LEP è enorme  energia massima 208 GeV

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

L’efficienza 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 l’informazione dell’evento in una likelihood per dare un peso all’ipotesi di massa del candidato Nel canale a 4 jets la difficoltà maggiore è la scelta della combinazione di jets da assegnare al decadimento dell’Higgs Si utilizzano tutte le informazioni cinematiche per determinare la scelta più verosimile

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

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

La massa ricostruita nell’ipotesi ZH può essere istogrammata, dando un’idea 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 l’ipotesi di segnale rispetto a quella di fondo.

Confronto fra ipotesi Per confrontare l’ipotesi 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

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. Valori molto negativi di -2ln(Q) corrispondono a campioni di dati che sono maggiormente “signal-like”

Risultato dei 4 esperimenti separati Per masse dell’Higgs vicine a 115 GeV c’è in apparenza una leggera propensione dei dati a favorire l’ipotesi 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!

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 d’urto e il numero di eventi osservati, l’energia del fascio quando sono stati prodotti, e la loro massa ricostruita, e la probabilità di ogni singolo evento nell’ipotesi “ZH”. CL s è definito come il rapporto fra verosimiglianza dell’ipotesi B+S e dell’ipotesi 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 l’osservazione sperimentale. Un valore piccolo implica che l’osservazione 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 l’osservazione 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).

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

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 l’accettanza 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.

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 d’urto di un processo a un collider adronico è la convoluzione della sezione d’urto puntuale del processo con l’integrale della probabilità di avere lo stato iniziale necessario a produrre il processo, con la relativa energia

Terminologia ai colliders adronici “Hard scattering”“Hard scattering” –è l’interazione 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 nell’hard scattering “Underlying Event” [UE]“Underlying Event” [UE] –tutta l’attività rimanente dall’interazione adronica oltre all’evento di interesse condivide il vertice primario con l’interazione “interessante” Minimum Bias (online Pile-Up)Minimum Bias (online Pile-Up) elevata luminosità rate di interazioneinterazioni pp nello stesso bunch crossing dovute all’elevata luminosità del collider (Tevatron: fino a 4x10 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 all’alto rate di interazioni

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 all’angolo di emissione, che possiede dellle caratteristiche vantaggiose –Azimuth: angolo di emissione nel piano trasverso al fascio –L’energia totale della collisione è incognita L’ermeticità 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 dell’energia dei jets –La grande energia delle collisioni produce alti livelli di radiazione nel detector Problemi di occupanza Problemi di trigger!

–Ogni sezione d’urto 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

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 c’è il decadimento in WW La produzione associata fornisce sensibilità nella regione dove LHC avrà più problemi a identificare l’Higgs (lo vedremo più avanti) e W* H W q q b b l

Ricerca dell’Higgs 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 dell’arte 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

Fermilab

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 l’accumulazione 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 l’energia minima del fascio incidente per produrre antiprotoni con questa reazione ? Successivamente protoni e antiprotoni vengono Iniettati nell’anello principale in bunches, e hanno luogo collisioni in D0 e CDF La luminosità cala rapidamente all’inizio, e poi più lentamente. Uno store dura in media 20 ore. Il record finora è L = 4 E32 cm -2 s -1

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

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 d’urto 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

Il rivelatore D0 D0 è il fratello minore di CDF Anch’esso 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

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 l’energia 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”

Impulso trasverso Ogni collisione tra adroni tipicamente consiste nell’urto 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.

Frammentazione La QCD, che governa l’interazione 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”

Il prodotto finale: jets adronici La fase di frammentazione, ove agisce l’interazione forte fra quarks e gluoni, si esaurisce in tempi brevissimi Gli adroni prodotti conservano approssimativamente la direzione iniziale di moto del partone, e collettivamente l’impulso del partone originario Decadimenti elettromagnetici e deboli creano infine un fiotto di particelle “stabili”, che sono quelle che abbiamo la possibilità di identificare nell’apparato: sostanzialmente p,n,  ,  ,K , K , K  L, ,  e, 

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 dell’energia dei jet permette di ricostruire il decadimento di particelle massive La misura dell’energia è anche fondamentale per ricostruire bene l’energia mancante

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 un’importanza particolare per il tipo di processi fisici che si vogliono isolare

Elettroni e muoni I leptoni non risentono dell’interazione forte: a un collider adronico essi sono l’esclusivo 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) L’identificazione di elettroni e muoni di alto impulso è garantita dalla combinazione di diversi dispositivi: tracker, calorimetro, camere a muoni

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

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 sull’assenza di una traccia carica in corrispondenza di una cascata elettromagnetica nel calorimetro

Energia trasversa mancante L’energia 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 l’angolo 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” l’impulso trasverso in eccesso La sua importanza è cruciale per le ricerche di materia oscura: particelle neutre non interagenti

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 sull’accuratezza con cui si identifica lo stato finale

b-jet tagging L’identificazione di b-jets è ancora più importante al Tevatron che a LEP per ricercare l’Higgs 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 L’efficienza 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 d’impatto significativo sono usate in una procedura iterativa da un fit per ricostruire il vertice secondario nel jet D0 CDF Tight/loose

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 dell’ordine di alcuni millimetri, e possono essere ricostruite facilmente con tracce identificate nei rivelatori al silicio (risoluzione sulla posizione della traccia:  m)

Esercizio per casa: calcolo eventi con W e Z Al Tevatron collider la sezione d’urto totale di produzione di W è di 20 nb, quella di Z è di 6 nb. Assumendo un’efficienza 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 –L’errore statistico sulla sezione d’urto di W e Z ottenibile; –L’errore 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%; –L’errore totale raggiungibile sul rapporto di produzione  (W)B(W  e )/  (Z)B(Z  ee) nelle condizioni viste sopra.

Esercizio per casa Al Tevatron la sezione d’urto 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.

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

Previsioni pre-Run II Prima di discutere i risultati fin qui ottenuti dalle ricerche del bosone di Higgs SM, diamo un’occhiata 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

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 dell’Higgs a partire dall’energia 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 d’urto

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 dell’Higgs in leptoni carichi emessi nella stessa direzione per discriminare H  WW dai backgrounds SM W+W+ e+e+ W-W- e-e- n

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 L’esercizio viene rifatto ogni sei mesi: quello mostrato è il limite ottenuto dal Tevatron per l’estate 2009

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 l’80% di H  WW e il 10% di background WW Che limite dovremmo riuscire a mettere a  (H) ?

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 d’urto 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, l’esistenza 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.

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 un’esclusione 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)

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…

LHC, CMS, ATLAS

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 l’aumento di alcuni backgrounds non riducibili Produzione associata WH,ZH per M H <135 GeV: non sono più vantaggiose per via dell’enorme 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 d’urto 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

Sezioni d’urto 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!)

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

H  ZZ (*)  4 leptoni E’ tra i canali più favorevoli (e più studiati in sede di preparazione degli esperimenti) Segnale: due picchi ben definiti Z→μ + 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” - - -

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

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

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°         

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 all’anodo 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

The CMS Tracker

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 l’elettronica di lettura è montata direttamente sul detector  è necessario estrarre il calore che genera!  servono cooling pipes, cavi per l’alto voltaggio (alimentazione dei sensori), cavi per l’alimentazione dell’elettronica, cavi per estrarre il segnale dei sensori ad altissima velocità

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 9  10 6 read-out channels

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

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 dell’acceleratore e imposto uno stop che finirà col costare un anno! LHC ha iniziato la presa dati in dicembre 2009, e ha operato finora a energia inferiore al design L’energia di run è ancora inferiore a quella di progetto perché non siamo ancora sicuri al 100% di poter portare la corrente dei magneti di LHC al valore necessario a curvare protoni di 7 TeV

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Ricerca di WH  l bb La produzione associata pp  WH, con successivo decadimento W  e o W   e dell’Higgs 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 l’efficienza sul segnale ne risente Singolo b-tagging: maggiore efficienza, minor reiezione di backgrounds. L’uso 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

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 l’efficienza aumenta dell’80%

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)

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 dell’eventuale segnale estraibile ad alto valore di NNO

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

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  L’uso 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,  )

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 l’accettanza

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 L’analisi 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. L’accordo 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

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

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 d’urto in ottimo accordo con le previsioni teoriche NLO +CTEQ6 PDF [  =12.4±0.8 pb: J.Campbell, R.Ellis, PRD 60 (1999)113006]:

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% nell’energia dei jets

Risultati previsti da LHC Per capire cosa ci potremo aspettare dal primo anno di run di LHC dobbiamo studiare la sezione d’urto dei processi che ci interessano Maggiore è l’energia 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 dell’energia del protone che li contiene

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