Единое окно доступа к образовательным ресурсам

Детектор ATLAS большого адронного коллайдера: Учебное пособие

Голосов: 1

В данной работе приведено описание подсистем детектора ATLAS, характеристик работы детектора и методов решения главных физических задач современной физики частиц, для которых предназначен этот детектор. Задача пособия предполагает продемонстрировать сложную многоступенчатую структуру соременного эксперимента физики частиц. Эта структура включает создание и поддержание работоспособности самых разных детектирующих подсистем детектора. Электронная версия пособия размещена на сайте Научно-технической библиотеки НИЯФ МГУ (<a href="http://lib.qserty.ru" target="_blank">http://lib.qserty.ru</a>).

Приведенный ниже текст получен путем автоматического извлечения из оригинального PDF-документа и предназначен для предварительного просмотра.
Изображения (картинки, формулы, графики) отсутствуют.
            Эффективность триггера L1 регистрации мюонов с
низкими поперечными импульсами приведена на рис.13.2.
Значения эффективности совпадают с соответствующими
значениями для мюонов в области высоких рт.
        Полная эффективность триггера двух мюонов на J/Ψ в
зависимости от ∆R, радиуса RoI первого мюона L1, показана на
рис.13.3. Алгоритм триггера второго уровня TrigDiMuon
эффективно выделяет состояния двух мюонов на уровне триггера
L2, соответствующих распадам J/Ψ и других подобных с
эффективностью 73% для порога мюона 4 ГэВ/с и 60% для
порога 6 ГэВ/с. Соответствующие значения эффективности
топологического    триггера    составляют    33%       и   15%,
соответственно. Поток ложных триггеров (мюоны от распадов К
и π-мезонов) составляет 2 Гц для светимости 1031 см-2 с-1 при
пороге 4 ГэВ/с и 90 Гц для светимости 1033 см-2 с-1 при пороге 6
ГэВ/с. Снижение потока ложных триггеров для исследования В-
адронов возможно путем измерения пробега частицы до точки
распада. При использовании имеющихся алгоритмов триггеров
при интегральной светимости 100 пб-1 для рр-взаимодействий
при 14 ТэВ может быть зарегистрировано около 300 тысяч
событий с рождением J/Ψ.




Рис.13.1. Схемы двух алгоритмов триггера второго уровня для
двух мюонов.




                             131


Рис.13.2. Эффективность триггера L1 регистрации мюонов с
низкими поперечными импульсами. Темные точки получены
методом tag-and-probe, светлые соответствуют МС расчетам
эффективности.




Рис.13.3. Полная эффективность триггера двух мюонов на J/Ψ в
зависимости от ∆R, радиуса RoI первого мюона L1.


       Исследования тяжелых кваркониев

       Регистрация большого количества J/Ψ и ϒ в
эксперименте ATLAS имеет большое значение по нескольким
                            132


причинам. Во-первых, благодаря узости этих резонансных
состояний они легко выделяются и могут быть использованы для
выстраивания и калибровки триггера, трековой системы и
мюонного спектрометра. Во-вторых, процессы прямого рождения
тяжелых кваркониев служат важной проверкой расчетов КХД. В-
третьих, эти состояния тяжелых кваркониев сами могут быть
продуктами распада более тяжелых частиц, которые в свою
очередь служат знаками многих интересных физических
процессов, в том числе редких. Для этих редких процессов
точное знание процессов рождения J/Ψ и ϒ позволит правильно
оценить фоны.
        Анализ свойств J/Ψ и ϒ осложняется влиянием порогов
регистрации. Пример эффективности триггера для измерения
важного параметра механизмов рождения (угла поляризации) при
разных порогах показан на рис.13.4. На нем показана
эффективность триггера для разных значений величины угла
поляризации θ* (cos θ*) в системе кваркония при разных порогах
на рт мюонов. Определение угла θ* показано на рис.13.5.




Рис. 13.4. Распределения реконструированных углов поляризации
cos θ* для J/Ψ и ϒ при пороге рт мюонов ё6ё4(сплошная
гистограмма) и пороге ё10 (штриховая гистограмма).




                             133


Рис.13.5. Графическое представление угла поляризации θ* между
направлением вылета J/Ψ или ϒ в лабораторной системе и
направлением вылета мюона с положительным зарядом в системе
покоя распавшейся частицы.


       Пороги     регистрации   влияют    и    на   значение
реконструированной массы J/Ψ.
       Разделение J/Ψ прямого рождения в рр-взаимодействиях
и от распада В-адронов может быть проведено по измерению
поперечного смещения вторичной вершины J/Ψ относительно
первичной вершины Lxy. Через величину этого смещения
определяется «псевдо-собственное» время жизни частицы:



где рт (J/Ψ) и М(J/Ψ) – поперечный импульс и массы J/Ψ-частицы.
Термин «псевдо» оправдывает отрицательные значения этой
переменной, обусловленные погрешностями измерений, и
применимость       её     к    пряморожденным     J/Ψ-частицам.
Реконструированные        значения    этой   переменной     для
моделированных распадов J/Ψ-частиц приведены на рис.13.6 для
статистики 6 пб-1. Отбирая распады J/Ψ-частиц с «псевдо-
временем жизни» менее 0,2 пс, можно получить набор
пряморожденных J/Ψ с эффективностью 93% и чистотой 92% (8%
примеси непрямых J/Ψ). Соответственно при временных
интервалах свыше 0,2 пс выделяются случаи рождения J/Ψ в
распадах В-адронов.
         Распределения эффективных масс двух мюонов,
рожденных в разных процессах, с отбором по «псевдо-времени
жизни» менее 0,2 пс показано на рис.13.7. Там же приведено
распределение до введения этого критерия отбора.
         При интегральной светимости 1 пб-1 и триггере ё6ё4
может быть зарегистрировано 15 000 событий с J/Ψ и 2 500
событий с ϒ.




                             134


       Рис.13.6. Распределение реконструированных значений
«псевдо-времени жизни» J/Ψ-частиц. Темная штриховка
показывает пряморожденные J/Ψ-частицы.




        Рис.13.7. Распределения эффективных масс пар мюонов,
образованных в первичной вершине с применением условия
«псевдо-времени жизни» менее 0,2 пс. Виден сплошной темный
фон от процесса Дрелла-Яна, пики прямого рождения кваркониев
и светлый фон от вклада распадов b-кварков. Верхняя штриховая
гистограмма     показывает    суммарное    распределение   до

                            135


применения условий на восстановление вторичной вершины и
условия «псевдо-времени жизни» менее 0,2 пс.
        Ожидается, что от 30 до 40% J/Ψ и ϒ образуются от
распадов χc→ J/Ψ γ и χb→ ϒγ. Энергии этих фотонов малы, но
могут быть измерены. На рис.13.8 слева светлым фоном показаны
распределения по поперечным импульсам фотонов, измеренных в
событиях с реконструированными J/Ψ. Фотоны от радиационных
распадов χc имеют малое значение угла вылета α относительно
направления J/Ψ ( распределение по cosα показано слева на
рисю13.8). После ограничения cos α > 0,97 получаем
распределение рт фотонов, показанное темной гистограммой
слева. Данные соответствуют интегральной светимости 6 пб-1.




       Рис.13.8. Распределения по рт фотонов в событиях с
рождением J/Ψ (слева) и по cos α угла вылета фотонов
относительно направления J/Ψ (справа). Пояснения см. текст.

        Измерение выхода χb0 может быть выполнено не только
по измерению радиационных фотонов, как это показано для χc,
но и по измерению распада
         χb0→ J/Ψ J/Ψ→ёёёё.
        Ожидаемое сечение рождения χb0 при энергии LHC
составляет ~ 1,5 мкбн. С учетом вероятности распада на два J/Ψ с
их последующим распадом на мюоны и эффективности триггеров
сечение канала с четырьмя мюонами составляет около 25 фб. Это
означает, что на интегральной светимости 10 фб-1 можно будет
зарегистрировать 100 распадов χb0→ J/Ψ J/Ψ→ёёёё.




                             136


   Измерение сечений рождения и свойств эксклюзивного
                   распада В+→ J/ΨК+

        Используя триггер на J/Ψ можно реконструировать
эксклюзивный распад В+-мезона В+→ J/ΨК+. Этот канал имеет
относительно большую вероятность (10 -3) и сравнительно легко
может быть выделен путем поиска К-мезона среди адронов с рт
выше 1 ГэВ/с при условии восстановления вторичной вершины
распада и требования равенства эффективной массы частиц массе
В+-мезона. Измерение сечения этого канала на начальной
интегральной светимости 10 пб-1 может определить сечение
рождения b-кварков при энергиях LHC. Из-за сложности
теоретических расчетов величина этого сечения имеет большую
неопределенность (≥20%). Знание его необходимо для
правильной оценки фоновых событий для многих других новых
процессов. Измерения эффективной массы В+-мезона, его
времени жизни поможет осуществить точную настройку
геометрии детектора и правильность его математической модели.
        На рисунке 13.9 показаны распределения эффективных
масс J/ΨК+ для событий сигнала (В+-распадов по данному каналу)
и фоновых событий процесса bb→ё6ё4X. Видно, что фон в
области сигнала мал и может быть аппроксимирован гладкой
функцией. Измерение сечения канала В+→ J/ΨК+ является одной
из первоочередных задач эксперимента. Одновременно будет
измерен и аналогичный распад В--мезона. Известно, что величина
прямого СР-нарушения в этом распаде пренебрежимо мала и
методические различия в измерениях могут быть вызваны только
разной вероятностью взаимодействия К+ и К--мезонов с
веществом детектора. Измерения этого канала важны также
потому, что позволят провести нормировку при измерении
вероятностей редких каналов распадов В-мезонов.
        Статистическая точность измерения сечения распада
В+→ J/ΨК+ при интегральной светимости 10 пб-1 составит менее
5%.




                             137


       Рис.13.9. Распределение эффективных масс J/ΨК+ для
сигнальных событий распада В+-мезона (центральный пик) и
комбинаторного фона от процессов bb→ё6ё4X. Поперечные
импульсы мюонов > 6 ГэВ/с для первого и > 4 ГэВ/с для второго.
Расстояние от точки рождения до точки распада λ > 0,1мм


       Измерение эксклюзивных каналов распада В0s и В0d-
                       мезонов.

        Распад В0s → J/Ψφ может быть измерен на LHC уже при
интегральной светимости 150 пб-1, а при 1 фб-1 точности
измерений могут превысить общемировые данные. Особое
значение     имеют    физические    задачи,    связанные     с
характеристиками этого канала. Аналогичные измерения могут
быть проведены для распада В0d → J/ΨК0*. Ожидаемое
количество событий для этого канала в 15 раз превышает число
событий распада В0s → J/Ψφ. Моделированные ожидаемые
распределения эффективных масс для сигнальных событий этих
распадов и фоновых событий показаны на рисунках 13.10 и 13.11.
Видно, что события распада В0s → J/Ψφ требуют большей
статистики, что объясняется присутствием странного кварка в
составе В0s –мезона.
        Система В0sВ0s имеет два собственных массовых
состояния, различающихся временем жизни. Масштаб этого
различия составляет ∆Γs/Γs ~ 10-1. На начальной статистике в
несколько сотен пб-1 различить эти состояния и величина ∆Γs
принимается равной нулю. Такой анализ показан на рис.13.11.


                             138


        Исследования     СР-нарушения     требует    методики
определения аромата нейтрального В-мезона, возможности
отличить его от В0-мезона. При этом нужно уметь определять тип
В0 и в момент рождения (t=0), и в момент распада. В небольшой
доле случаев природу нейтрального мезона в момент рождении
можно определить по знаку электрического заряда лептона с
большим поперечным импульсом в том же событии, если он
относится к распаду другого В-адрона. Для основной доли
событий применяется метод определения заряда кварковой струи.
В соответствии с фрагментационной моделью импульсы частиц в
струе упорядочены относительно направления кварка и
соответственно упорядочены электрические заряды адронов в
струе, следуя условию сохранения электрического заряда. Таким
образом, измерение заряда струи b-кварка позволяет определить
тип нейтрального В-мезона в момент его рождения.




Рис.13.10. Распределение реконструированных масс В0d ( слева) и
собственного времени жизни В-мезонов в распаде В0d → J/ΨК0 *
при интегральной светимости 10 пб-1 для моделированных
событий сигнала (темная область) и фоновых событий рр → J/ΨХ
и bb→ J/ΨX.




                             139


Рис.13.11. Распределения, аналогичные рисунку 13.10, для канала
В0s → J/Ψφ, где φ → К+К-, J/Ψ→ ёё. Интегральная светимость
распределений 150 пб-1.

       Заряд кварковой струи определяется выражением


                                    ,
где суммирование ведется по трекам струи, как это описано в
разделе о Топ-кварке. Заряд Qjet положителен для b-струи и
отрицателен для b-струи. Процедура определения типа кварка
при рождении характеризуется эффективностью εtag и чистотой
Dtag (Delution) .
На начальном этапе эксперимента выделение эксклюзивных
каналов распада будет осуществляться в условиях, когда триггер
на J/Ψ не будет использовать условие на смещение вершины
распада. Будут измерены характеристики распадов и разработана
методика определения типа кварка в момент рождения по
электрическому заряду его струи. Все это позволит впоследствии
исследовать эффекты СР-нарушения в распадах нейтральных В-
мезонов.




                             140



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика