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.
    разрешения при измерении собственного времени жизни
превращает это распределение в распределение, показанное на
рисунке (b). Учет фона и эффекта неправильного определения
типа кварка при рождении приводит к форме распределения,
приведенного на рисунке (с). Пунктиром на этом рисунке показан
вклад фоновых событий. Результаты соответствуют интегральной
светимости 10 фб-1.




Рис. 13.20. Распределение В0s смешиваемых состояний с
параметром ∆ms= 17,77 пс-1 (а),
то же распределение при учете конечного разрешения при
измерении собственного времени жизни (b) и фоновых и неверно
меченых событий (с). Пунктир – вклад фоновых событий без
смешивания.

       Результаты анализа позволяют ожидать, что измерение
параметра ∆ms совместно с исследованиями распада В0s → J/Ψφ,
описанного выше, позволит повысить точность данных путем
совместной аппроксимации в слабом секторе В0s - В0s системы.




                             151


                        14 Бозон Хиггса
        Поиск динамики, ответственной за нарушение
электрослабой симметрии является одной из приоритетных задач
экспериментов физики частиц на существующих и будущих
коллайдерах. Стандартная модель электрослабых и сильных
взаимодействий описывает многочисленные экспериментальные
результаты, однако механизм нарушения электрослабой
симметрии остается неизвестным. Коллайдер LHC при энергии
14 ТэВ дает возможность экспериментам ATLAS и CMS провести
поиск бозона Хиггса, как предсказываемого Стандартной
моделью, так и моделями с расширением Стандартной модели, во
всей области значений его массы.
        В рамках Стандартной модели бозон Хиггса является
единственной неоткрытой частицей. Современная теория не дает
указаний на величину его массы. Из соображений унитарности
верхний предел массы бозона Хиггса составляет ~ 1 ТэВ.
Дальнейшие ограничения могут быть получены, если
предположить, что Стандартная модель справедлива лишь до
некоторого масштаба Λ, за пределами которого появится новая
физика. Из требований стабильности электрослабого вакуума и
того, что Стандартная модель остаётся пертурбативной, можно
установить верхний и нижний пределы массы бозона Хиггса. При
масштабе Λ порядка массы Планка (1019 ГэВ), масса бозона
Хиггса МН должна находиться в пределах 130 < MH < 180 ГэВ.
Если новая физика появляется на меньшем масштабе масс,
ограничения становятся слабее. При Λ = 1 ТэВ масса бозона
Хиггса оказывается в пределах 50 < MH < 800 ГэВ.
        Стандартная        модель        с       минимальным
суперсимметричным расширением (MSSM) содержит два
комплексных дублета, обусловливающих существование пяти
физических бозонов Хиггса: трех нейтральных (два СР-четных h
и H и один СР-нечетный А) и двух заряженных Н±. На древесном
уровне хиггсовский сектор MSSM полностью определяется двумя
параметрами, обычно выбираемых в виде mA, массы СР-
нечетного бозона Хиггса, и tanβ, отношения вакуумных средний
двух    хиггсовских    дублетов.     Радиационные    поправки
существенно изменяют соотношения, определенные на
древесном уровне. Это особенно существенно для массы самого
                            152


легкого СР-четного бозона Хиггса, который но древесном уровне
должен иметь массу меньше, чем масса Z-бозона. Петлевые
поправки зависят от массы топ-кварка, масс скалярных частиц и
особенно смешивания в стоп секторе. Здесь стоп обозначает
суперсимметричного партнера топ-кварка.
        Если легкий нейтральный бозон Хиггса h может быть
трудно отличить от бозона Хиггса Стандартной модели, то
открытие других более тяжелых бозонов Хиггса будет служить
прямым свидетельством физики вне Стандартной модели.
        Масса заряженного бозона Хиггса менее чувствительна к
радиационным поправкам и на древесном уровне связана с
значением mA через соотношение

       M2 H± = m2 W + m2 A

        Большая энергия LHC позволит продвинуться в новую
кинематическую область по сравнению с экспериментами на LEP
и на Тэватроне. Ниже будут показаны возможности детектора
ATLAS в обнаружении бозона Хиггса Стандартной модели и
бозона Хиггса MSSM, полученные путем модельных расчетов.
Они основаны на теоретических предсказаниях для сечений
образования бозона Хиггса с разными значениями масс и с
разными механизмами рождения. Рассмотрены каналы распада, в
которых можно зарегистрировать бозон Хиггса.



            Бозон Хиггса в Стандартной модели

        Для моделирования в детекторе ATLAS рождение бозон
Хиггса в Стандартной модели рассматривается в нескольких
механизмах: слияния глюонов (VBF), ассоциированного
рождение с векторным бозоном (WH и ZH) в ведущем порядке
теории возмущений (LO) и в следующим за лидирующем порядке
(NLO). Обсуждается также ассоциированное рождение с tt-парой
кварков.
        Расчеты выполнены с использованием CTEQ6L1 и
CTEQ6М функций распределения партонов в протоне (PDF) для
LO и NLO расчетов, соответственно.


                             153


       В таблице 1 приведены значения             параметров
Стандартной модели, использованные в расчетах.

       Таблица 1.




       Вероятности различных каналов распада бозона Хиггса
рассчитывались программой HDECAY. На рис.14.1.1а приведены
вероятности распада бозона Хиггса и сечения рождения в
Стандартной модели в зависимости от массы бозона Хиггса.




        Рис.14.1.1а. Вероятности различных мод распада бозона
Хиггса (слева) и сечений рождения бозона Хиггса в Стандартной
модели для разных механизмов в пикобарнах в зависимости от
массы бозона Хиггса.



                            154


        Рис.14.1.1б. Диаграммы, соответствующие различным
механизмам образования Н-бозона на рис.14.1.1а: (i)слияния
глюонов, (ii) слияние векторных бозонов (VBF), (iii)
ассоциированное рождение (в сопровождении W, Z или tt).
(C.Weiser, ATL-PHYS-SLIDE-2009-234).

        В анализе использовались следующие каналы распада
бозона Хиггса:

          •   рр→Н→γγ
          •   рр→Н→ZZ(*) → 4l (l =e, ё)
          •   рр→qqН→qqτ+τ-
          •   рр→Н→W+W- →lνlν, lνqq
          •   рр→ tt Н→ tt bb
          •   рр→ tt Н→ tt W+W-,
          •   рр→ ZН→ l+l- W+W-.




                           155


           Распад бозона Хиггса на два фотона

        Ожидается, что в интервале масс 110 < MH < 140 ГэВ
бозон Хиггса распадается на два фотона с вероятностью,
достаточной для его наблюдения на LHC. Рождение его
сопровождается адронными струями с большим поперечным
импульсом рт. Глюоны от излучения в начальном состоянии в
gg→H и qq→qqH дают основной вклад в механизм глюонного
слияния и VBF при рождении бозона Хиггса в сопровождении
таких струй. Поэтому поиск распадов бозона Хиггса в событиях
с рождением адронных струй с большими рт рассматривается как
перспективный. Поиск бозона Хиггса в ассоциативном рождении
с W, Z, tt – парами кварков также служит дополнением к поиску
ассоциированного рождения бозона Хиггса совместно с
адронными струями больших рт.
        Фотоны для анализа отбираются в электромагнитном
калориметре. В случае распада бозона Хиггса на два фотона в
пределах псевдобыстроты |η| < 2,5 около 57% таких событий
имеют конверсию фотона во внутреннем детекторе на радиусах
менее 80 см. Используются возможности детектора для
регистрации     таких   фотонов.    На   рис.14.1.2  показано
распределение эффективных масс двух фотонов для распадов
бозона Хиггса с массой 120 ГэВ при учете дополнительного
вещества в детекторе. Темная область соответствует вкладу
фотонов с конверсией. Видно, что измерения воспроизводят
сигнал бозона Хиггса.




                            156


        Рис.14.1.2 Распределение эффективных масс двух
фотонов для распада бозона Хиггса с массой 120 ГэВ при учете
дополнительного вещества в детекторе. Темная область
соответствует вкладу фотонов с конверсией в детекторе.

         Если попытаться провести поиск бозона Хиггса в
инклюзивном анализе, построив распределение эффективных
масс двух фотонов, результат будет малоинформативным.
Слишком велик оказывается вклад фоновых событий. Такое
распределение показано на рис.14.1.3 при порогах поперечного
импульса фотонов 40 ГэВ для лидирующего и 25 ГэВ для
следующего за лидирующим. Здесь фоновые события с двумя
реальными фотонами обозначены как неуменьшаемый фон
(irreducible bkg), а события с, по крайней мере, одним ложным
(fake) фотоном обозначаются как сокращаемый фон (reducible
bkg). Доля второго фона составляет 39% от полного сечения
фоновых событий. Для бозона Хиггса с массой 120 ГэВ в
массовом окне, определяемом по ширине ± 1,4σ вокруг
центрального значения, содержится 26% сигнальных событий
распада. Сечения различных механизмов генерации бозона
Хиггса с массой 120 ГэВ и сечения различных фоновых событий
в этом массовом окне приведены в таблице 14.1.2. Наложение
других событий не учитывалось.



                            157


       Таблица 14.1.2.




        Ситуация значительно улучшается, если выбрать
события с одной или двумя адронными струями. На рис.14.1.4
показано распределение эффективных масс двух фотонов для
событий с дополнительным рождением двух струй, в которых
выполнялись следующие условия отбора: два фотона имеют |η|<
2,7; их поперечные импульсы выше 50 ГэВ и 25 ГэВ для
лидирующего и следующего за ним; в событии присутствуют, по
крайней мере, две адронные струи с |η|< 5 и поперечными
импульсами выше 40 и 20 ГэВ для лидирующей и следующей за
ней, эти струи находятся в разных полусферах по η и интервал
между ними по псевдобыстроте ∆η > 3,6. Фотоны должны
находиться в промежутке между струями, а эффективная масса
двух струй должна быть больше 500 ГэВ. События, имеющие
третью струю с рт > 20 ГэВ и |η|< 3,2, исключались из анализа. В
отобранных таким образом событиях сигнал от распада бозона
Хиггса виден значительно лучше. Ожидаемое сечение
образования бозона Хиггса с массой 120 ГэВ для окна по массе
шириной ±2 ГэВ составляет 1,28 фб.




                             158


       Рис.14.1.3.Инклюзивный анализ эффективных масс пар
фотонов при отборе лидирующего фотона с поперечным
импульсом выше 40 ГэВ и выше 25 ГэВ для следующего за
лидирующим.




       Рис.14.1.4. Спектр эффективных масс пар фотонов в
событиях, имеющих дополнительно две адронные струи.
Параметры отбора событий приведены в тексте.

                          159


         Если использовать в качестве объектов сопровождения
для двухфотонного распада бозона Хиггса сигнал недостающей
поперечной энергии Ет нед и лептон, то относительная доля
сигнальных событий станет ещё выше. В этих событиях
преобладает образование бозона Хиггса через состояния
WH→lνγγ и ttН. Результаты такого анализа показаны на рис
14.1.5. Из-за недостатка статистики результаты приводятся лишь
для раздельного использования сопровождающих объектов на
отдельных рисунках (а) и (б). Для отбора событий используются
пороги поперечных импульсов лидирующего и более мягкого
фотонов 60 и 30 ГэВ, поперечный импульс лептона, мюона или
электрона, и недостающей поперечной массы выше 30 ГэВ. В
случае реконструированного электрона исключаются события,
когда эффективная масса электрона и одного из отобранных
фотонов близка к массе Z-бозона (находится между 80 и 100
ГэВ). Сечение отобранных сигнальных событий образования
бозона Хиггса с массой 120 ГэВ в окне по массе 110-150 ГэВ
составляет 0,12 фб (последний критерий для Z-бозона не
применялся). Оценка сечения фоновых событий составляет 0,067
фб. Однако, фоновые условия выделения таких событий могут
быть недооценены.




                             160



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика