Ricerche sperimentali di materia oscura ai collider Padova, 22 aprile 2008 Ricerche sperimentali di materia oscura ai collider Tommaso Dorigo INFN-Padova & CMS collaboration

Sommario Alcuni concetti di base per la fisica ai colliders adronici Gli elementi fondamentali di una segnatura sperimentale: jets, leptoni, fotoni, missing Et Produzione e decadimento di materia oscura: i segnali che ci aspettiamo ai colliders Alcuni esempi di ricerche passate al Tevatron Esempi di ricerche e segnature possibili a LHC

A word of warning Se vi aspettavate una panoramica esaustiva dei segnali che la materia oscura può palesare a LHC, avete sbagliato workshop Presenterò invece alcuni casi specifici di ricerche già effettuate al Tevatron nei casi più accreditati di materia oscura (e.g. neutralini SUSY), per mostrare in qualche dettaglio le tecniche sperimentali che si adottano in queste ricerche Il potenziale di LHC è enorme, e gli studi finora intrapresi per stabilire tecniche standard di scoperta sono i più diversi  impossibile fare giustizia a tutto mantenendo un livello di comprensibilità sufficiente  presenterò “solo” un pot-pourri di quello che si cercherà di studiare nei prossimi anni nell’ambito delle teorie supersimmetriche

Il Tevatron e LHC La messa in funzione di LHC renderà presto obsoleti gli esperimenti al Tevatron, grazie all’energia e luminosità superiori 2 km

Un lascito importante Senza nulla togliere a LEP e agli altri esperimenti passati, gli esperimenti CDF e D0 al Tevatron consegnano a LHC un quadro eccezionalmente preciso del modello standard e in particolare della fisica adronica. Di particolare importanza per questo seminario: Osservazione del quark top, e misura della sua massa allo 0.8%  calibrazione per ATLAS e CMS! Una comprensione eccellente della QCD  strumento fondamentale per le simulazioni dei processi di fondo a LHC! Misura della massa del bosone W con precisione dello 0.05% assieme a Mt 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…

I colliders adronici In collisioni di altissima energia protone-protone (LHC, 10-14 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,p+, p-,K+, K-, K0L, g, e, m

Come si misurano i jets ? I calorimetri sono sensibili sia a particelle cariche che neutre, tranne quelle che interagiscono solo debolmente con la materia – come tutti i candidati di energia oscura che un collider potrebbe produrre! 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 (v.oltre)

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en, mn Zee, mm gee,mm (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

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gg, 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 importantissimo 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 = [(SEx)2 + (SEy)2]0.5 e si misura anche l’angolo nel piano trasverso: F = atan2(-SEy, , -SEx) 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

Missing Et in maggior dettaglio La conoscenza precisa della risoluzione sperimentale sull’energia mancante è cruciale per le ricerche di materia oscura L’assenza di neutrini o altre particelle non interagenti con il detector implica che MEt=0 In realtà MEt>0 perché la risoluzione su MEx e MEy è tipicamente di una decina di GeV  la somma in quadratura dei due è positiva La risoluzione sull’energia mancante “scala” con l’errore sull’energia trasversa totale con cui essa è calcolata L’energia letta dal calorimetro è proporzionale al numero di tracce N che una cascata ha generato N segue la statistica di Poisson  l’errore su E è proporzionale a N1/2  La risoluzione sulla MEt dipende dalla radice quadrata dell’energia trasversa totale misurata nei calorimetri Ecco perché è fondamentale calibrare bene la scala energetica nei calorimetri  Massa del top dal Tevatron! Risoluzione su MEt Et totale (GeV)

Ancora sulla missing Et Una precisa simulazione del rivelatore permette di comprendere molto bene la precisione e la risoluzione delle misure sperimentali A partire da una descrizione precisa degli elementi sensibili e passivi del detector si ottengono distribuzioni delle quantità misurate in ottimo accordo con i dati osservati Le “code non gaussiane” vanno però tenute sotto stretto controllo!  si possono studiare in eventi “puliti”, e.g. Z+jets Rimane fondamentale la verifica sperimentale in campioni di controllo simili a quelli ove si fanno le misure! Ne vedremo alcuni esempi più avanti.

Una visione d’insieme Gli oggetti fisici ora descritti sono prodotti con frequenza estremamente diversa ai colliders adronici, in virtù della diversità delle costanti di accoppiamento forte, e.m. e debole I segnali di materia oscura che esamineremo sono ordini di grandezza più deboli dei processi principali  Bisogna sapere bene cosa si sta cercando!

Produzione e decadimento di materia oscura Come è stato discusso da A.Masiero, vi sono a livello teorico svariati candidati di materia oscura producibili a un collider adronico sufficientemente energetico Anche rimanendo nell’ambito di SUSY, il candidato dipende dal valore specifico assunto dai molti parametri della teoria: gluino, sneutrino, gravitino, neutralino… Tuttavia, alcune caratteristiche importanti per il loro studio ai colliders accomunano tutti i possibili candidati: sono elettricamente neutri sono massivi non hanno interazioni e.m. e forti con la materia sono stabili risentono dell’interazione debole  WIMPS: weak interacting massive particles Questi fatti sono sufficienti a mettere a punto una ricerca “signature-based”: energia trasversa mancante!

Un esempio concreto Ecco come ATLAS potrebbe “vedere” la produzione di particelle supersimmetriche con decadimento in neutralini e jets

Due parole su SUSY La supersimmetria, inventata nei primi anni ’70, è una teoria –o meglio un framework- che prevede l’esistenza di “superpartners” per ciascuna delle particelle del MS La prima versione supersimmetrica del MS è dovuta a Georgi e Dimopoulos (1981). SUSY ha due caratteristiche che la rendono molto interessante: L’evoluzione delle tre costanti di accoppiamento fondamentali del MS, governata da equazioni del gruppo di rinormalizzazione, dipende dalle particelle esistenti nella teoria. Con le particelle supersimmetriche, le tre costanti diventano eguali alla stessa scala energetica (che si suppone essere quella di grande unificazione) La massa del bosone di Higgs riceve grandi correzioni quantistiche divergenti che vengono rinormalizzate. MH è “non naturale” e non stabile rispetto a queste correzioni. L’aggiunta delle particelle supersimmetriche “stabilizza” il campo di Higgs.

R-parity Oltre alla simmetria tra materia ordinaria e supersimmetrica, serve però introdurre un numero quantico perfettamente conservato: la R-parità R|f> = (-1)2J+3B+L|f> (J spin, B,L numero barionico e leptonico) Senza R-parità, la mediazione di particelle supersimmetriche ha conseguenze catastrofiche, ad es.: il protone può decadere in una frazione di secondo l’universalità degli accoppiamenti deboli di corrente carica è violata Il bonus della R-parità è che la particella neutra supersimmetrica più leggera (LSP) è perfettamente stabile! Altra implicazione importante per i colliders: le particelle supersimmetriche sono prodotte a coppie.

Possibili segnature L’energia trasversa mancante è una segnatura di materia oscura valida anche per tutte le teorie supersimmetriche: una coppia di WIMPS è sempre presente in ogni evento che coinvolga particelle supersimmetriche… Altrettanto importante è però ricercare stati finali specifici di modelli particolari, e.g. alcuni punti dello spazio dei parametri di SUSY Esempio: decadimenti a cascata di squarks e gluini Questi decadimenti provocano una serie di conseguenze sperimentali studiabili a LHC con buona precisione E’ però necessario definire meglio l’ambito di queste ricerche: dei >>100 parametri delle teorie supersimmetriche si può ridursi al MSSM, il modello minimale (che ne ha comunque 124), che assume valori “ragionevoli” per la maggior parte delle incognite, evitando problemi di CP violation e correnti deboli neutre con cambiamento di sapore. Ulteriori semplificazioni e approssimazioni (SUSY rotta da interazioni gravitazionali, masse eguali alla scala di Planck) permettono di arrivare a 5 parametri fondamentali. Nel seguito lo “spazio dei parametri” di SUSY verrà descritto da M(0) e M(1/2), la massa degli scalari e del gaugino alla scala di grande unificazione.

Due misure al Tevatron Prima di discutere della fenomenologia di SUSY e similia a LHC, vediamo due casi particolari di ricerche già effettuate al Tevatron, per illustrare i principali strumenti usati chargino-neutralino pair production produzione di squarks e gluini In entrambi i casi, si effettua semplicemente un esperimento di “conteggio”, in cui si ricerca un eccesso numerico di eventi con caratteristiche simili a quelle attese per il segnale

Un’analisi mirata: leptoni+energia mancante CDF ha ricercato segnature di supersimmetria facendo leva sulla supposta presenza di leptoni carichi nel decadimento di particelle supersimmetriche (chargino e neutralino) prodotte in coppia La presenza di due o più elettroni o muoni di alto impulso “ripulisce” i dati da interazioni di QCD: rimangono processi elettrodeboli produzione di Z Drell-Yan produzione di coppie di bosoni W, o WZ decadimento di coppie top-antitop Il segnale che si ricerca ha diverse caratteristiche cinematiche che ci permettono di selezionare sottocampioni contaminati e non dal segnale atteso: grande missing Et  segnale; piccola missing Et  fondo massa di due leptoni ~ MZ  fondo N=2 leptoni  fondo; 3 o più leptoni  segnale jets energetici  fondo; no jets  segnale

Interpretazione dei dati Prima di ricercare un segnale di SUSY nella coda della distribuzione di missing Et bisogna dimostrare che si comprende bene il “bulk” dei dati Si eseguono innumerevoli confronti fra le caratteristiche cinematiche degli eventi sperimentali e quelle previste dalle simulazioni dei processi concorrenti del MS, nei campioni “di controllo” ove il segnale non può contribuire in maniera apprezzabile In eventi con due leptoni dello stesso tipo (ee, mm) la massa invariante permette di verificare la normalizzazione dei processi di produzione di bosoni Z, oltre a dimostrare che si comprende la forma dello spettro

Missing Et in eventi con due leptoni Gli eventi con due “soli” leptoni sono studiati per verificare che l’energia trasversa mancante sia ben compresa e modellata nelle simulazioni dei processi di fondo del modello standard La selezione è ancora abbastanza lasca da lasciar passare una quantità consistente di eventi WW, WZ, e coppie top-antitop. Questo permette di verificare che questi processi non causeranno “sorprese” nelle selezioni più stringenti, ove si cerca il segnale

Poi si “stringe” la selezione… Richiedendo un terzo leptone si riduce il campione in maniera drammatica  ulteriore verifica della comprensione dei dati, fatta in campioni di controllo che non sono contaminati da SUSY La massa invariante più grande fra le tre coppie possibili di leptoni carichi viene studiata in eventi con energia trasversa mancante inferiore a 10 GeV Si continua ad osservare un segnale di produzione di bosone Z con la normalizzazione giusta: questo conferma le stime anche nella “coda” delle distribuzioni

…Se ne studia la cinematica… Selezionando eventi con due leptoni bene identificati con massa fra 76 e 116 GeV, e una terza traccia isolata, si verifica che le caratteristiche della terza traccia sono compatibili con le attese L’impulso trasverso della traccia isolata è confrontato con la somma dei vari processi noti che contribuiscono al campione. Il contributo dominante è quello di produzione di Z, gli altri sono quasi irrilevanti Anche l’energia trasversa mancante mostra di essere ben descritta dai processi di fondo, e manca un eccesso ad alti valori  se ne deduce che un eccesso nel campione “signal-rich” potrebbe davvero essere un segnale!

…E si apre il pacco! Massa 2 leptoni 2 leptoni e una traccia isolata: “Opening the box” è una catch-phrase sempre più di moda in ricerche di nuova fisica, ove si nasconde a se stessi la zona di segnale finché non si è certi di aver compreso tutti i dettagli e la normalizzazione dei processi di fondo Le simulazioni permettono di prevedere il numero di eventi con 3 leptoni ben identificati, nessun candidato Z, e missing Et maggiore di 20 GeV: 0.88+-0.14 eventi  se ne osserva 1  NO SUSY, previsioni ok! In questo caso ci si aspettava da SUSY 4.5 eventi: un segnale significativo 2 leptoni, una traccia isolata, nessun candidato Z, e missing Et maggiore di 20 GeV: 5.5+-1.1 eventi  se ne osservano 6 Con questa selezione il segnale atteso era di 6.9 eventi Gli eventi osservati hanno caratteristiche cinematiche ragionevoli  no SUSY, tutto regolare! Massa 2 leptoni 2 leptoni e una traccia isolata: 6 candidati 3 leptoni ben identificati: 1 solo candidato Missing Et Missing Et Massa 2 leptoni

Zero segnale! E come si pubblica? Un’analisi come quella vista costa in media due anni di lavoro a tre-quattro persone. La dura legge “publish or perish” li condanna ? No: non trovare SUSY è un’informazione scientifica importante! Se si esclude un modello, i fisici teorici devono rimettersi a lavorare L’esclusione anche di una sola parte dello spazio dei parametri (ultracentodimensionale) ha importanti ricadute sulle altre ricerche e sulla loro comprensione e ottimizzazione Si procede con il sillogismo: Mi aspettavo 0.88 eventi, ne ho visto 1. Quell’ 1 evento potrebbe essere il risultato di una fluttuazione negativa di segnale (in media N eventi) + fondo (0.88), ma è improbabile che N sia superiore a 4-5 eventi… si mette un limite superiore a N si ricava un limite superiore a s da s*=N/Le (L luminosità, e efficienza)  si escludono i valori dei parametri di SUSY che prevedono s>s*.

Un altro esempio: squarks e gluini Squarks e gluini –particelle supersimmetriche omologhe a quarks e gluoni- non sono materia oscura: essi sono massivi, carichi (gli squarks) e interagiscono fortemente, ma la loro messa in evidenza a un collider adronico dipende in modo cruciale dalla presenza di DM! Si usa infatti la segnatura di energia trasversa mancante, prodotta dai neutralini che rimangono alla fine della catena di decadimento delle particelle supersimmetriche, assieme a jets adronici prodotti dai quarks. I leptoni carichi potrebbero essere troppo poco energetici  una ricerca inclusiva di jets e MEt permette di esaminare lo spazio dei parametri di SUSY in modo più ampio.

Selezione dei candidati Una recente analisi di CDF considera eventi con 2, 3, 4 jets e energia trasversa mancante - La topologia a 2 jets caratterizza gli eventi in cui gli squarks sono significativamente più leggeri dei gluini - La topologia a molti jets sorge invece quando i gluini sono più leggeri degli squarks L’analisi seleziona eventi con missing Et > 70 GeV – un valore molto superiore a quelli tipici dovuti a errori di misura (70 >> SEt0.5 ~ 10-20 GeV0.5) La missing Et va prima di tutto “ripulita” per eliminare l’effetto di depositi calorimetrici “out-of-time” e altri problemi strumentali facili da trattare

Missing Et fiduciale In presenza di jets adronici l’energia mancante può essere dovuta alla cattiva misura dell’energia dei jets Una fluttuazione nella misura di un jet porta a MEt “puntante” verso il jet o in direzione opposta L’analisi richiede che il segnale di missing Et sia disallineato nel piano trasverso a ciascuno dei jets: DF(MEt-j1,j2,j3)>0.7 radianti, DF(MEt-j4)>0.3 radianti.

Regioni di controllo Anche in questo caso si possono definire dei campioni di controllo, ove il segnale previsto sia irrilevante. In tal modo si verificano le simulazioni e la loro normalizzazione In eventi ove la missing Et punta nella direzione di un jet il contributo dominante è la produzione di jets da QCD La richiesta di una traccia isolata oltre ai jets seleziona eventi in cui la missing Et è dovuta a un muone La richiesta che un jet abbia frazione elettromagnetica >0.9 seleziona eventi con elettroni, dovuti a processi elettrodeboli che possono così essere verificati in forma e normalizzazione

The box 4 jets Il valore minimo dell’energia di jets e energia mancante è ottimizzato per diversi punti dello spazio dei parametri (Mq, Mg) In tutti i casi si osserva ottimo accordo fra previsioni e dati sperimentali nelle distribuzioni di energia mancante Si estraggono limiti alla sezione d’urto del segnale  si escludono parti dello spazio dei parametri 3 jets 2 jets

Lo spazio dei parametri SUSY La statistica raccolta da CDF nel Run II permette di estendere significativamente il limite nello spazio dei parametri Msquark-Mgluino

Da Mq-Mg a M0-M1/2 ~ ~ Il limite ora visto si può illustrare nel piano di due dei parametri “di base” di MSUGRA, scegliendo un valore per tan(beta), A0, e sgn(m) Si vede così più chiaramente che lo spazio dei parametri è lungi dall’essere coperto direzione di aumento della massa degli squarks 600 direzione di aumento della massa del gluino 450 300 150

Ricerche a LHC: generalità In generale, a LHC le ricerche di materia oscura seguono la stessa ricetta già descritta: code nella distribuzione di energia trasversa mancante eventi con molti leptoni, energia mancante, jets La maggiore energia nel c.m., unita all’aspettativa teorica che la massa delle particelle supersimmetriche sia vicina a MW, fa sì che ci si aspetta di poter studiare le caratteristiche cinematiche del segnale in grande dettaglio misura dell’end-point nello spettro di massa di coppie di leptoni  misure dei parametri del modello –per alcuni modelli! Non è detto che si riesca a decifrare massa e caratteristiche della DM in modo preciso, dato il gran numero di gradi di libertà di SUSY  La fenomenologia è estremamente ricca e in molti casi totalmente “confusing”  In molti degli scenari possibili servirà un linear collider elettrone-positrone Il goal finale di queste ricerche è comunque di identificare un candidato di materia oscura che sia verificato da ricerche dirette in astrofisica

Misure di End-point In decadimenti a cascata di squarks e gluini, identificati dalla presenza di leptoni e energia mancante (dal neutralino), la massa invariante di coppie di leptoni è sensibile alla massa di c02 in una buona parte dello spazio dei parametri: Si tratta di un segnale assolutamente inequivoco che potrà essere ottenuto già entro il primo anno di presa dati da CMS e ATLAS m0 = 100 GeV m1/2 = 300 GeV A0 = -300 GeV tan(b) = 6 sgn(m) = +1

Misure di massa Una volta identificati gli eventi con decadimenti a cascata, si possono misurare le masse delle particelle coinvolte La precisione dipende dal modello Con certe assunzioni si possono estrarre valori di massa che danno indicazioni non conclusive ma importanti Sparticle Expected precision (100 fb-1) qL  3% 02  6% lR  9% 01  12% ~

Un’altra occhiata al piano M0-M1/2 Per dare un’idea della complessità delle indagini model-dependent, si considerano diversi punti del piano M0-M1/2 I constraints di WMAP nell’ambito del CMSSM riducono fortemente lo spazio delle fasi permesso Per il neutralino più leggero sono possibili masse generalmente inferiori a 500-600 GeV Questo implica che LHC non potrà mancare SUSY se questa è la teoria corretta Nel piano vi sono regioni diverse ove le segnature sperimentali sono grosso modo simili “funnel”, “coannihilation”, “focus point”, “bulk” Si tratta di semplificazioni importanti per le ricerche sperimentali, ma off-topic per questo talk. J.Ellis et al., hep-ph/0303043 FOCUS POINT Regione favorita da WMAP Zona permessa da misure di g-2 COANN. BULK Zona proibita in MSUGRA

Alcuni segnali miscellanei Nella regione di “coannichilazione” la differenza di massa fra sleptone e neutralino è piccola, e la ricerca è difficile Si cercano strutture negli spettri di massa delle coppie di leptoni  due “edges” distinte I decadimenti con i leptoni tau possono essere favoriti da tan(beta)  difficoltà a ricostruire bene la massa invariante In generale è un punto difficile per LHC

Regione di “punto focale” Quando M0 è grande gli sfermioni sono pesanti le segnature più chiare sono quelle del decadimenti diretto dei neutralini c02,3 in tre corpi, ad es. c02  c01 mm Si studia anche qui la massa delle coppie di leptoni (che altro ?) E’ un altro punto difficile, serve alta statistica per comprendere le distribuzioni ed estrarne i parametri La cosa da notare è che LHC potrà accedere a questi segnali solo con alta statistica  il programma di fisica durerà diversi anni!

Proiezioni sul “discovery reach” CMS e ATLAS potranno coprire la maggior parte dello spazio dei parametri di SUSY con un running esteso di LHC In questi plot si può osservare la copertura ottenibile da CMS e ATLAS con il solo canale di ricerca con jets e energia mancante Attenzione: solo in alcuni casi sarà possibile identificare un segnale di nuova fisica di queste ricerche “inclusive” con un particolare modello risultati non direttamente utilizzabili per confronti con DM direct searches

Copertura delle varie ricerche Lo stesso plot si può disegnare esplicitando la copertura di ricerche “signature-based” diverse Risulta evidente come la missing Et sia il canale più promettente Similmente sensibile sarà la combinazione di ricerche con 0, 1, 2 leptoni J.Pinfold, JPG: NPP 31(2005)

E se invece di SUSY… ? A dispetto del fatto che la supersimmetria fornisce un candidato ideale per la materia oscura, con massa “prevista” dalla coincidenza di scala fra sezioni d’urto delle interazioni deboli e materia mancante nell’universo, non siamo obbligati a crederci! Il rasoio di Occam in effetti dovrebbe farci riflettere: “Entia non sunt multiplicanda praeter necessitatem” Se c’è un esempio più eclatante di una teoria che calpesta questo principio, vorrei conoscerlo!! (Chi ha detto “stringhe”???)

Troppe alternative plausibili A parte SUSY, esistono molti altri modelli di fisica oltre il modello standard che comprendono uno o più candidati di materia oscura UED KK gravitons RS KK gravitons sneutrino gravitino little higgs assioni buchi neri primordiali champs neutrini pesanti neutrini sterili you name it Buona parte di questi stati dà un segnale identificabile a LHC tramite l’analisi inclusiva dello spettro di energia trasversa mancante. Alcuni modelli si confondono con SUSY… Le ricerche “signature-based” sono fondamentali in questa situazione per stabilire l’esistenza di nuova fisica, ma la maggior parte del lavoro comincerà dopo… ?

Conclusioni Candidati di materia oscura sono stati cercati al Tevatron senza successo LHC ha le “carte in regola” per sciogliere uno dei nodi fondamentali più affascinanti nella comprensione dell’universo: La materia oscura è fatta di particelle elementari ?  Probabilmente una risposta positiva potrebbe arrivare già in un anno o due di running LHC può escludere che DM sia un neutralino con un po’ più di tempo Un quadro preciso del modello (SUSY o altro) può venire solo da studi più approfonditi  extended running, ILC Le ricerche ai colliders sono fondamentali ma insufficienti: serve una rivelazione diretta del segnale per connettere causalmente le due ricerche Ci aspettano anni entusiasmanti ! Avete davanti a voi la possibilità di far parte di questa impresa: Il gruppo CMS-Padova vi aspetta a braccia aperte con molte proposte per tesi di laurea e dottorato!

B-tagging e tau-tagging La complessità e non calcolabilità dei processi di frammentazione rendono in genere impossibile determinare il sapore del quark originante un jet, o discriminare jets di quark e gluone Solo con b-quarks si può fare, perché il quark b decade in tempi lunghi (10-12s) e con caratteristiche ben discriminanti produce un vertice secondario spostato qualche mm dal vertice primario le tracce cariche prodotte dal decadimento di mesoni B hanno massa invariante elevata I leptoni tau che decadono in adroni (65%) producono invece jets molto collimati e con una o tre tracce cariche  si possono anch’essi discriminare dai jets generici di quark leggero e gluone MC event visualization for bbH(500)->tt->2jet t jet 2 b jet 1 b jet 2 t jet 1