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.
             Перспективы измерения спиновых характеристик
               барионов Λb→ J/Ψ(ёё) Λ(рπ)

        Особое внимание заслуживает оценка возможности
измерения Λb-барионов в детекторе ATLAS. Канал распада Λb→
J/Ψ(ёё) Λ(рπ) имеет четыре трека заряженных частиц и
смещенную вершину распада и малый ожидаемый фон событий.
Поляризация и параметр нарушения четности αΛb могут быть
извлечены из угловых распределений частиц, образованных в
этом распаде. Ожидается, что при интегральной светимости 30
фб-1 будет зарегистрировано 13000 таких распадов и столько же
аналогичных распадов Λb.
        Барион Λb является самым легким из барионов, имеющих
в своем составе b-кварк. Он был открыт в 1991г. коллаборацией
UA1 и с этих пор привлекает большой интерес теоретиков. Кроме
задачи времен жизни Λb, с этим барионом связаны проблемы
измерения СР-нарушения, нарушения Т-симметрии, эффектами
новой физики, измерения корреляций спинов топ-кварков и
извлечения параметра слабой фазы γ СКМ-матрицы. Эффект
нарушения четности в распадах Λb имеет особый интерес, так как
служит проверкой многих факторизационных моделей тяжелых
кварков и пертурбативной кварковой хромодинамики (PQCD).
Исследования Λb важны также для понимания того, почему
гипероны демонстрируют высокую степень поляризации даже
рождаясь во взаимодействиях пучка в несколько сотен ГэВ при
больших рт, где большинство моделей предсказывают отсутствие
поляризации. До сих пор неясно, есть ли это эффект новой
физики или существует еще не найденное объяснение в рамках
известной физики. Измерение Λb поляризации может пролить
свет на рождение поляризованных b-кварков и на проблему
рождения фермионов в рр-взаимодействиях в целом.
        Интерес к измерению времени жизни Λb-бариона связан
с вопросом, насколько дольше живет b-кварк в составе мезона,
чем в составе гиперона. Тэватрон не дал пока четкого ответа на
этот вопрос. Поскольку ожидаемая статистика LHC в 100 раз
превышает статистику этих частиц на Тэватроне, может быть
удастся ответить на этот вопрос и также поставить ограничения
на расчеты PQCD и модели тяжелых кварков.


                             141


        Возможности      детектора    ATLAS     в   измерении
поляризации Λb определялись путем моделирования наборов
событий Λb с разными величинами поляризации, моделируя
амплитуды распада в детекторе по предсказаниям моделей и
проводя реконструкцию характеристик распадов стандартными
программными пакетами ATLAS. Задача моделирования состоит
в том, чтобы убедиться в возможности измерения начальной
поляризации и амплитуд распада. Для моделирования распада
поляризованных частиц использовался адаптированный к
программному обеспечению ATLAS программный пакет
EVTGEN.
        В кварковой модели Λb представляет собой фермион, где
b-кварк связан с (ud)-дикварком со спином, равным нулю. В этой
модели поляризация Λb полностью определяется поляризацией b-
кварка. Расчеты КХД предсказывают малую поляризацию b-
кварка. Однако существуют модели, где поляризация Λb может
быть довольно большой.
        Изучение поляризации предполагает исследовать не
только процесс рождения Λb, но и характеристики частиц от его
распада. Диаграмма слабого распада Λb показана на рис.13.12. На
рис.13.13 показаны измеряемые углы для измерения
поляризации.




       Рис.13.12. Диаграмма слабого распада Λb → J/Ψ Λ.




                             142


        Рис.13.13. Схема представления углов для описания
распада Λb → J/Ψ Λ.

        Для трех вариантов поляризации Λb были рассчитаны
распределения углов, характеризующих распад: cosθ, cosθ1, cosθ2,
φ1, φ2. Результаты расчетов приведены на рис.13.14. Следут
отметить, что отмечается хорошее согласие с предсказаниях
распределений угловых переменных при моделировании
распадов с помощью генераторов EVTGEN и PYTHIA.
        Условия наблюдения распада Λb → J/Ψ(ёё) Λ(рπ) в
детекторе ATLAS показаны на рис.13.15. Приведены
распределения эффективных масс частиц J/Ψ Λ (ёёΛ). Полная
эффективность реконструкции Λb → J/Ψ(ёё) Λ(рπ) распадов
составляет от 3,5 до 6% в зависимости от типа триггера на два
мюона. Внешнее поле распределения на рисунке относится к
событиям после реконструкции и требования смещенной
вершины. Яркое поле относится к событиям, отобранным
триггером L1 – L2. Точками показаны события, отвечающие всем
критериям отбора событий. Видно, что фоновые условия
измерения    распада    Λb   благоприятны    для    измерения
характеристик распада.




                             143


         Рис. 13.14. Распределения пяти углов, характеризующих
распад Λb → J/Ψ Λ: cosθ, cosθ1, cosθ2, φ1, φ2., для трех вариантов
поляризации Λb: 40%, 0% и -40%. Распределения параметров
cosθ1, cosθ2, φ2 не различаются для всех трех вариантов, поэтому
для них приведено по одному распределению.




                              144


       Рис.13.15. Распределения эффективных масс ёёΛ.
Точками показано распределение после применения всех
критериев отбора.


      Перспективы измерения редкого распада В0s→ёё

Распад нейтрального В-мезона на два лептона В0→l+l-, где в
качестве лептона l подразумевается мюон, электрон или τ-лептон,
может происходить только за счет процессов с обменом
нейтральными токами, изменяющими аромат кварков (FCNC),
которые запрещены на уровне ведущих (древесных) диаграмм в
Стандартной модели. Допустимые диаграммы таких распадов в
Стандартной модели приведены на рис.13.16.




Рис.13.16. Диаграммы низшего порядка Стандартной модели для
распада В0s→ё+ё-.

Поскольку В0s-мезон является псевдоскаляром и имеет
положительную С-четность, а обмен происходит при значении
углового момента l=0, электромагнитные диаграммы этого типа

                             145


запрещены. Существует дополнительное подавление этого
процесса по спиральности. В итоге вероятность распада такого
типа в Стандартной модели оказывается очень малой. Выражения
для вероятностей распада В0s и В0d-мезонов в Стандартной
модели имеют вид:




        В расширенных моделях вне Стандартной модели, таких
как модель суперсимметрии, модели с хиггсовскими дублетами
или дополнительными калибровочными бозонами, могут
осуществляться     дополнительные      обмены     скалярными,
псевдоскалярными и аксиальными векторными токами за счет
новых частиц в петлях диаграмм. Поскольку скалярные и
псевдоскалярные операторы не подавлены по спиральности, они
могут привести к существенному увеличению вероятности этих
распадов. В общем случае проявление новой физики может
увеличить или уменьшить эту вероятность. Например, в
минимальной суперсимметричной стандартной модели (MSSM)
вероятность таких распадов может значительно вырасти за счет
того, что она оказывается пропорциональной (tanβ)6, где tanβ
параметр модели (см. раздел суперсимметрии).
        В условиях большого сечения рождения b-кварков и
большой светимости LHC даже на начальном этапе (1033 cм-2 с-1)
детектор ATLAS может зарегистрировать некоторое количество
событий распада В0s→ёё. Вероятность распада В0d→ёё
предсказывается примерно в 40 раз меньше, чем для распада
В0s→ёё, поэтому этот канал распада пока не рассматривается.
        Для выделения распада В0s→ё+ё- используется триггер на
два мюона с условием противоположного заряда в паре.
Нормировка     вероятности     распада    осуществляется    по
характеристикам распада В+→J/ΨК+. Критичным является
эффективность реконструкции мюонов в требуемом диапазоне
поперечных импульсов мюонов. Оценка этой эффективности и
спектр поперечных импульсов мюонов для распада В0s→ёё
показаны на рис.13.17.



                             146


        Рис.13.17. Эффективность реконструкции мюонов (левая
шкала) и спектр поперечных импульсов мюонов (правая шкала)
для распада В0s→ёё. Триггер рт1(2) ≥ 6 (4) ГэВ/с.

        Важным условием наблюдения этого распада является
эффективное подавление фоновых комбинаций мюонов от
процесса bb→ёёX. Для этого используется критерий на качество
восстановления вершины распада (χ2 < 10), длина поперечного
пробега до точки распада должна составлять более 0,5 мм и менее
20 мм, угол между векторами суммарного импульса двух мюонов
и вектора, связывающего точки распада и первичного
взаимодействия, должен быть менее 0,017 рад. Должно также
выполняться условие изолированности мезона, т.е., например,
отсутствие треков на малых угловых расстояниях от направления
В-мезона. После применения всех этих критериев распределения
эффективных масс пар мюонов для сигнальных и фоновых
событий имеют вид, представленный на рисунке 13.18.




                             147


       Рис.13.18. Распределения эффективных масс пар мюонов
для сигнальных (гистограмма) и фоновых событий для распада
В0s→ёё. Количество событий соответствует интегральной
светимости 10 фб-1.


        Из рисунка следует, что комбинаторный фон от процесса
bb→ёёX превышает вклад событий распада, если его сечение
соответствует предсказаниям Стандартной модели. Вклад от
событий других эксклюзивных каналов, имеющих ту же
топологию распада с двумя треками, незначителен. Окно массы
для выделения сигнала выбрано ассиметричным {4 – 7 ГэВ},
чтобы отсечь возможный вклад от распадов В0d→ёё. При
светимости 10 фб-1 ожидается 5,7 событий сигнала при 14+13-10
фоновых событий. Необходимо продолжать работу по измерению
фона и характеристик калибровочного канала В+→J/ΨК+.

    Перспективы измерения осцилляций В0s –мезонов по
             адронным каналам В-распадов

        Для проверки Стандартной модели с высокой точностью
(порядка 1%) будут измерены параметр СР-нарушения sin(2β) и
свойства системы В0s–мезонов, такие как разность масс
собственных СР-состояний ∆ms, разность времен жизни ∆Γs/Γs и
слабая фаза смешивания φs , связанная с СР-нарушением в
Стандартной модели. В параметризации Вольфенштейна эта фаза
определяется как φs ≈ 2λ²η. Разность масс СР-четных и СР-
                            148


нечетных состояний Вs приводит к появлению Вs –смешивания.
Физически наблюдаемые состояния В0s и В0s являются линейной
комбинацией собственных СР-состояний. Переходы между ними
разрешены       вследствие       несохранения    ароматов    во
взаимодействиях слабых токов и происходят с частотой,
пропорциональной величине разности масс собственных
состояний ∆ms. Такие осцилляции наблюдались на Тэватроне в
эксперименте CDF с величиной параметра ∆ms = (17,77 ±0,10
(стат.) ±0,07 (сист.)) пс-1. В эксперименте D0 были установлены
границы этого параметра 17 пс-1 < ∆ms < 21 пс-1. Оба результата
согласуются с предсказаниями Стандартной модели. В ATLAS
ставится задача измерения величины ∆ms и возможно более
точного определения фазы смешивания φs . СР-нарушения в В0s -
В0s смешивании являются приоритетным измерением для
обнаружения эффектов новой физики вне пределов Стандартной
модели. Для распада В0s → J/Ψφ эффекты СР-нарушения в
асимметрии, предсказываемые Стандартной моделью, очень
малы. Измерение любого заметного эффекта СР-нарушения,
(обусловленной слабым взаимодействием фазы φs СКМ
матрицы), выходящего за пределы предсказаний Стандартной
модели, будет прямым указанием на вклад физики вне
Стандартной модели. Измерение параметра смешивание в
системе В0s-мезонов важно также для динамики ароматов в
Стандартной модели и её расширениях.

        Анализ моделированных событий в детекторе ATLAS
показал, что при интегральной светимости 10 фб-1 может быть
достигнута чувствительность измерения частоты осцилляций 29,6
пс-1. Измерения на уровне пяти стандартных отклонений
возможны до частоты 20,5 пс-1. Тип кварка при рождении
определяется по заряду лептона парного кварка, как это показано
на рис.13.19.




       Рис.13.19. См. текст.


                               149


        Реконструируются каналы распадов В0s → D-sπ+ и В0s →
D-sа1+ . По характеристикам частиц распада определяется тип
кварка в момент распада.
        В    обоих    каналах   присутствует    D-s    –мезон,
распадающийся на φπ, а φ распадается на пару К+К-. В распаде
В0s→ D-sπ+ к трем трекам от D-s –мезона добавляется один трек
π+-мезона. В распаде В0s → D-sа1+ мезон а1+ распадается на ρ-
мезон и π, ρ-мезон распадается на два заряженных π-мезона.
Таким образом, в вершине присутствует шесть треков
заряженных частиц.
        Триггером таких событий служит мюон от b-кварка.
Поиск адронного распада В-мезона от второго b-кварка
осуществляется среди треков во Внутреннем детекторе.
Применимы для метода поиска. В первом случае происходит
полное сканирование Внутреннего детектора. Во втором
определяются области поиска RoI в пространстве углов по
регистрации струи в калориметре. Важно так задать условия
отбора струи, чтобы их количество было невелико, в идеале одна
или две. Оба метода дают близкие эффективности выделения
требуемых адронных распадов. Эффективности выделения
распадов велики, от 96% и выше. Примесь событий с
неправильным определением типа распада составляет от 20 до
24%. Все это учитывается в процедуре определения параметра
смешивания. Применяется метод максимума правдоподобия.
Функция правдоподобия имеет в качестве параметра время жизни
частицы t и смешиваемое состояние ё, определяемое через
параметры ∆ms и ∆Γs. Эта функция правдоподобия применяется к
пяти наборам событий: смешиваемые и несмешиваемые
состояния В0s и В0d, и фоновые события с нулевым параметром
смешивания. Для состояний В0s и В0d учитывается доля ложно
идентифицированных событий. Путем поиска максимума
функции правдоподобия определяются параметры смешивания.
        Для оценки статистической достоверности в 5σ и
исключения областей значений параметра смешивания ∆ms на
95% уровне достоверности используется метод аппроксимации
амплитуд, так как метод максимума правдоподобия в этом случае
имеет недостатки.
        На рисунке 13.20 показано, как выглядят осцилляции
сигнальных событий В0s с параметром смешивание ∆ms= 17,77
пс-1(рисунок (а), распределение по t0). Фактор конечного

                             150



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика