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

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

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

3 Prima di discutere le ricerche dirette di H passate (LEP II), in corso (TeVatron) e future (LHC), menzioniamo senza entrare in dettaglio alcuni limiti teorici al range di massa permesso al bosone di Higgs nella teoria elettrodebole. –In primo luogo bisogna notare che se M> 1.8 TeV il suo contributo non impedisce la violazione di unitarietà nello scattering di bosoni W al tree level. Questo non è un vero constraint alla teoria ma piuttosto una preferenza: poter calcolare perturbativamente anche ad alta energia le interazioni deboli, che rimangono deboli. –La costante  nel potenziale di Higgs riceve correzioni ed è anch’essa “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. –C’è anche un limite superiore derivante dalla richiesta che l’accoppiamento quartico dell’Higgs rimanga perturbativamente calcolabile. Anche questo limite dipende dalla scala di energia al quale entra in gioco “nuova fisica”. Tuttavia i limiti alla massa del bosone di Higgs “credibili” per un fisico sperimentale sono quelli che provengono, a parte le ricerche dirette, dallo studio delle correzioni radiative ai parametri della teoria elettrodebole. Essi permettono di legare la massa incognita di H alle altre osservabili.

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

5 Le correzioni dovute all’autoenergia 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 dell’Higgs. I più recenti risultati indicano un ottimo accordo fra previsioni del MS e tutti i parametri misurati. Tuttavia i fit preferiscono valori di M h esclusi dalle ricerche dirette di LEP II

6 Risultati dei fit globali I fit globali elettrodeboli hanno raggiunto una eccellente precisione con l’aggiunta dei due parametri critici Mt, Mw. La massa del bosone di Higgs risulta M(h)=76 +33 -24 GeV (68%CL,  2 =1). –Includendo i risultati dell’esperimento NuTeV il valore cresce di una decina di GeV Il limite superiore al 95%CL è ora a 144 GeV, però se si include il risultato della ricerca diretta a LEP II, M(h)>114.4GeV  sale a 182 GeV. Vi è tensione fra i parametri del MS. Per ora però non si può parlare di inconsistenza, in quanto il fit globalmente ha un buon chiquadro.

7 Gli input critici al fit Le masse del top e del W sono due dei parametri che pesano maggiormente nei fit globali L’accordo 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 dell’Higgs troppo bassa!

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

9 Modi di decadimento di H Il bosone di Higgs può esibire una ampia varietà di modi di decadimento. Il parametro fondamentale è la sua massa –Gli accoppiamenti di H ai fermioni dipendono dalla massa di questi, calcolata alla scala di energia rilevante per il decadimento  il BR dipende dalle masse al quadrato dei corpi nello stato finale Es: H  bb / H  cc dipende dal quadrato del rapporto fra M b (M h ) e M c (M h ) –Il decadimento H  gg dipende da loops di quark pesanti – è in effetti un contatore del numero di generazioni di fermioni che circolano nel loop: –B(H  gg) è proporzionale a Nf(Mf>2Mh) –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 l’apertura della soglia di decadimento in coppie di quark top, a 350 GeV –Decadimenti rari come H   possono essere fondamentali nella ricerca dell’Higgs, come vedremo.

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

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

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

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

14 Meccanismi di produzione: LEP 2 A LEP 2 la produzione avviene soprattutto per fusione di bosoni e Higgsstrahlung. La sezione 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

15 L’acceleratore LEP L’acceleratore LEP è 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

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

17 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

18 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

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

20 La massa ricostruita 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 descrivequanto più verosimile è l’ipotesi di segnale rispetto a quella di fondo.

21 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 CLs. CLs è definito come il rapporto fra verosimiglianza dell’ipotesi B+S e dell’ipotesi B da solo: CLs=CLb+s/CLb Il rapporto è esprimibile come un numero che equivale approssimativamente alla variazione del chiquadro del fit se si include il segnale

22 Risultato dei 4 esperimenti separati Per masse 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!

23 Limiti combinati di LEP II Il grafico illustra in altro modo la tecnica statistica con cui vengono combinati i risultati dei 4 esperimenti di LEP II per ottenere un limite alla massa del bosone di Higgs, data la previsione teorica della sua sezione 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”. 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).

24 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 density 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 è di fondamentale importanza per avere predizioni attendibili.

25 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

26 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 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 all’alto rate di interazioni

27 Quantità rilevanti a un collider adronico Vi sono una serie di complicazioni nel passare da collisioni e+e- a collisioni protone-antiprotone –il CM non è stazionario serve un rivelatore che permetta di ricostruire gli eventi indipendentemente dal boost di Lorentz Le quantità importanti per determinare la “durezza” di una interazione sono le componenti trasverse al fascio dei quadrimomenti dei corpi emessi –ET: “accelerazione” rispetto al moto lungo il fascio  segnale di interazione energetica, forte quadrimomento trasferito –Pseudorapidità: una quantità legata 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 è raggiungibile del tutto 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!

28 –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

29 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

30 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 –Backgrounds 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

31 Fermilab

32 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 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 = 2.92 E32 cm -2 s -1

33 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 per scoprire il quark top 27 anni fa, ma oltre al top ha permesso di scoprire e misurare moltissime altre cose

34 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: 10-100 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

35 Il rivelatore D0 D0 è il fratello minore di CDF Anch’esso è completo e ridondante, e dotato di a hermetic silicon detector a compact scintillating fiber tracker 2.0 Tesla axial B field a hermetic U/liquid Ar calorimeter Extended muon coverage The tracker allows high performance b-jet tagging out to |  |<2.0

36 Due parole sui Jets In collisioni adroniche, i jets sono il risultato più comune. Tuttavia, la loro precisa definizione è complicata da diversi fattori. “Obvious: something you may think about for 20 years and maybe understand” Dopo 20 anni di studi di QCD perturbativa, la descrizione di questi oggetti è abbastanza precisa. Se abbiamo tempo ne parleremo un po’ meglio più avanti Quello che si misura nei detectors è la combinazione di una moltitudine di effetti diversi Disaccoppiarli è la chiave per una precisa misura dei processi

37 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

38 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 Sia CDF che D0 sono riusciti a mettere in evidenza il segnale Z  bb –CDF lo usa per estrarre una calibrazione al 2% nell’energia dei jets

39 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

40 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: 10-20  m)

41 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

42 Segnali di W e Z Al Tevatron i bosoni W e Z sono strumenti fondamentali per la calibrazione e la verifica della ricostruzione degli eventi - EM energy scale - Momentum scale nel tracker - Studi della risoluzione in missing transverse energy - Studi di risposta calorimetrica a attività adronica di bassa Et (boson recoil) - input alle PDF a basso-medio x dalla W charge asymmetry La loro sezione d’urto è nota al NNLO (2%) fornisce una verifica della luminosità integrata dei campioni che li contengono

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

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

46 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 2003. –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

47 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

48 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%

49 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)

50 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

51 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

52 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,  )

53 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  SMx5 @120 GeV Si stanno studiando metodi per ridurre le sistematiche e per aumentare l’accettanza

54 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

55 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

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57 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

58 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]:

59 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) = 5.0+1.8-1.6 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)=0.75+0.71-0.54 pb

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

61 L’output della rete neurale è confrontato con i dati sperimentali a monte di alcuni tagli di selezione, per verificare l’accordo con le simulazioni dei vari processi L’istogramma “vuoto” mostra il comportamento degli eventi H  WW atteso dalla simulazione

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

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

64 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 2007

65 Prospettive delle ricerche al Tevatron Quelli visti sono i risultati di CDF e D0 con statistica di 1-2/fb. Entro la fine del Run II i due esperimenti dovrebbero raggiungere 7/fb ciascuno. Il fattore di miglioramento implica una sensibilità doppia nel 2009- 2010; 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 MH=160 GeV –A bassa massa invariante rimane difficile ipotizzare un segnale significativo Lo scenario più probabile vede il Tevatron ottenere un’esclusione del range 145-170 GeV entro il 2009, quando LHC comincerà a ottenere i primi risultati con poca statistica Se il bosone di Higgs è leggero (come tutto sembra indicare), potrebbero volerci diversi anni ancora per scoprirlo (LHC ha grande difficoltà per M<130 GeV)

66 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  tau tau –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

67 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!)

68 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)

69 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” - - -

70 H  ZZ (*)  4 leptoni Segnale atteso per una luminosita’ integrata di 10 fb -1 (  1 anno di LHC a L = 10 33 cm -2 s -1 =1 nb -1 s -1 ; simulazione dell’ esperimento CMS): Canale H  4  ZZ, Zbb

71 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

72 Prospettive di LHC con 30/fb Scenario A: il Tevatron raccoglie 7-8/fb, LHC subisce ulteriori ritardi  prime indicazioni da CDF e D0 (2-3 , 2009-2010) permettono a LHC di cercare in maniera mirata il segnale  conferma, scoperta comune (come Adone per la J/  Sembra improbabile… Scenario B: Entrambi gli esperimenti “on schedule”  il Tevatron esclude M intorno a 160, LHC scopre l’Higgs nel 2010 inoltrato LHC inizierà a prendere dati in autunno 2008  se le cose vanno come dovrebbero, l’Higgs sarà scoperto da CMS e ATLAS nel 2009 (pochi fb -1 dovrebbero bastare se M>130 GeV) Tuttavia se la massà è inferiore, LHC è in difficoltà. Vi sono due scenari verosimili se l’higgs è leggero: