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.
           Рис.14.1.5(а). Сигнал и фон для реконструкции бозона
Хиггса массой 120 ГэВ при распаде на два фотона в
сопровождении лептона с большим поперечным импульсом.




       Рис.14.1.5(б). Сигнал и фон для реконструкции бозона
Хиггса массой 120 ГэВ при распаде на два фотона в
сопровождении большой недостающей поперечной массы.

        Кроме анализа на основе критериев отбора, для
выделения сигнала бозона Хиггса используется метод максимума
правдоподобия. При этом, кроме эффективной массы двух
фотонов, учитывается поперечный импульс бозона Хиггса и угол
вылета фотона в его системе покоя относительно направления
движения бозона Хиггса в лабораторной системе. Этот анализ
улучшает условия выделения сигнала.
        Значимость выделения сигнала бозона Хиггса с массой
120 ГэВ при распаде на два фотона для интегральной светимости
10 фб-1 при суммировании всех методов составляет величину 3,3
– 3,6. Второе значение обеспечивает применение метода
максимума правдоподобия.

       Поиск бозона Хиггса по распаду H→ZZ* → 4l

       Наиболее четкий сигнал бозона Хиггса в Стандартной
модели ожидается от его распада на четыре лептона, мюона или

                            161


электрона, H→ZZ → 4l. Хорошее разрешение в измерении
энергии лептонов и линейность реконструкции обеспечивает
появление узкого резонансного пика над гладким фоном.
Основной фон происходит от канала распада двух Z-бозонов: ZZ
→ 4l. Наиболее благоприятным для поиска является диапазон
масс между 120 и 150 ГэВ, где один из Z-бозонов находится вне
массовой поверхности, образуя при распаде лептоны с более
низкими значениями поперечного импульса. Важны также фоны
от событий Zbb → 4l и tt→4l. Для их подавления применяется
условие изолированности лептонов.
        Набор моделированных событий распада бозона Хиггса
H→4l перекрывал область масс от 120 до 600 ГэВ. Анализ этих
событий чувствителен к неопределенностям в учете
распределения материала в детекторе ATLAS, неоднородности
магнитного поля детектора, точности знания пространственного
положения Внутреннего детектора и Мюонного Спектрометра.
События моделировались как для процессов лидирующего
порядка LO, так и NLO.
        На рисунке 14.1.6 приведены полученные распределения
реконструированных масс распадов бозона Хиггса на 4 лептона
при разных значениях массы Н-бозона. Видно, что распределения
сигнальных и фоновых событий существенно меняются в
зависимости от массы Н-бозона. Ожидаемая значимость при
регистрации бозона Хиггса на четыре лептона в зависимости от
его массы для разных наблюдаемых лептонов показана на
рис.14.1.7 для интегральной светимости 30 фб-1. Её величина
превышает 10 для части значений масс. На ранней стадии
эксперимента важно экспериментально определить вклад
фоновых событий Zbb → 4l и tt→4l.




       Поиск бозона Хиггса в распадах Н→ττ.

       Как следует из рис.14.1.1, в области малых масс
вероятность распада Н-бозона на два фотона существенно
превышается более вероятными модами распада на два τ-лептона
или два b-кварка. Последние, несмотря на большое сечение
благодаря механизму глюонного слияния и высокой вероятности

                            162


распада, достаточно трудно наблюдать из-за большого фона
процессов квантовой хромодинамики. Более результативным
может быть поиск бозона Хиггса в распадах на два τ-лептона,
особенно в случае, когда Н-бозон рождается в сопровождении
двух адронных струй с большими поперечными импульсами.
Такие состояния образуются в основном через механизм слияния
векторных бозонов VBF. С другой стороны, в MSSM вероятность
распада Н→γγ подавлена и это также делает актуальным
измерение распадов Н→ττ.
        Для изучения возможности наблюдать распад Н→τ+τ- на
начальной стадии эксперимента было выполнено моделирование
в полном объеме распадов с двумя лептонами (ll ), лептоном и
адроном (lh) и двумя адронами (hh) для VBF механизма
образования    Н.   Вследствие    малого   сечения    сигнала
идентификация наблюдаемых частиц в этом анализе очень важна.
Кроме того, важен триггер на лептоны с малым поперечным
импульсом и специальный триггер на τ-лептон.




        Рис.14.1.6. Распределения эффективных масс для сигнала
бозона Хиггса при распаде на четыре лептона и фона при
интегральной светимости 30 фб-1 для разных масс бозона Хиггса:
130 ГэВ (слева вверху), 150 ГэВ (справа вверху), 180 ГэВ (слева
внизу) и 300 ГэВ (слева внизу).
                             163


        Рис.14.1.7. Ожидаемая значимость при регистрации
бозона Хиггса на четыре лептона в зависимости от его массы для
разных наблюдаемых лептонов для интегральной светимости 30
фб-1.


        Для выбора состояний с двумя лептонами (ll) и лептоном
и адроном (lh) использовался простейший триггер на
изолированный электрон с рт ≥ 22 ГэВ и изолированных мюон с
рт ≥ 20 ГэВ, хотя в детекторе ATLAS существуют возможноcти
использования более сложных конфигураций триггера.
Механизм VBF обеспечивает специфические свойства струй,
многие из которых позволяют эффективно выделять события
сигнала и подавлять фоновые события. Наиболее важной
особенностью этого механизма служит присутствие двух
кварковых струй, «меченых» струй, с большими поперечными
импульсами в передней области, разделенных большим
интервалом    по    псевдобыстроте.   Такие   события      уже
рассматривались выше при отборе событий с распадом на два
фотона в сопровождении двух струй. В таком электрослабом
механизме из-за цветовой когерентности между «мечеными»
струями КХД излучение подавлено и может применяться вето на
активность в центральной области. На рис.14.1.8а показано
                             164


распределение по псевдобыстроте η струи с максимальным рт
(слева) и второй по величине рт струи (справа) для сигнала VBF
рождения бозона Хиггса с массой 120 ГэВ и его распада на два
мюона(сплошная линия) и фоновых событий. Видно, что струи в
событиях сигнала и фона имеют разное распределении. Для
фоновых событий струи находятся в основном в центральной
области, для сигнальных событий – при больших η. Промежуток
по псевдобыстроте между струями для сигнальных событий
оказывается больше, как это демонстрирует рис.14.1.8б.
Распределения по эффективной массе этих же струй показаны на
том же рисунке. Видно, что ограничивая величину эффективной
массы струй, можно отсечь большую часть фоновых событий.




Рис.14.1.8а. Распределение по псевдобыстроте η струи с
максимальным рт (слева) и второй по величине рт струи (справа)
для сигнала (сплошная линия) и фоновых событий.




                             165


Рис.14.1.8б.  Распределение      по    величин     интервала
псевдобыстроты ∆η (слева) между струями с максимальными рт и
по эффективной массе этих двух струй (справа) для тех же
событий.

        При выделении распадов Н→ττ большое значение имеет
также ограничение на величину поперечной недостающей
энергии, так как при распаде τ-лептонов часть энергии уносят
нейтрино.
        Для выделения событий Н→ττ, где оба лептона
распадаются по лептонному каналу, критерии выделения сигнала
таковы. После триггера на изолированный лептон требуется
наличие двух лептонов одного типа с противоположными
знаками заряда и недостающей поперечной энергией в событии
более 40 ГэВ. Обе струи τ-лептона должны смотреть в
противоположные стороны по азимутальному угла, чтобы
выполнялось условие коллинеарности (cos (∆φ) > -0,9). В
событии должны быть по крайней мере одна струя с рт > 40 ГэВ,
и вторая с рт > 20 ГэВ. Струи при больших η должны быть в
разных полусферах и не быть образованы b-кварками.
Промежуток псевдобыстроты между струями при больших η
больше 4,4, а эффективная масса этих струй больше 700 ГэВ. Не
должно быть других струй в центральной области |η| < 3,2 c рт .≥
20 ГэВ. Массовое окно для сигнала эффективной массы двух τ-
лептонов ± 15 ГэВ относительно массы Н-бозона.
        Совместная аппроксимация распределений сигнальных и
фоновых событий при выделении сигнала Н→τ+τ- для мод
распада τ-лептонов (ll) приведена на рис.14.1.9.


                             166


       Значимость сигнала распада Н→τ+τ-. ожидаемая для
нескольких значений массы бозона Хиггса при интегральной
светимости 30 фб-1 для типов распада τ-лептонов (lh) и (ll)
показана на рис.14.1.10. Наложение других событий не
учитывалось.




        Рис.14.1.9. Совместная аппроксимация распределений
сигнальных и фоновых событий при выделении сигнала Н→τ+τ-
для мод распада τ-лептонов (ll).




                           167


               Рис.14.1.10. Значимость сигнала распада Н→τ+τ-,
       ожидаемая для нескольких значений массы бозона
       Хиггса при интегральной светимости 30 фб-1 для типов
       распада τ-лептонов (lh) и (ll).


              Возможен поиск Н-бозона в каналах раcпада
       Н→WW c рождением Н-бозона за счет слияния глюонов
       и механизма VBF, а также распадов Н→WW (*) при
       ассоциированном рождении Н с W или tt.


       14.2 Перспективы поиска бозона Хиггса MSSM

        При минимальном суперсимметричном расширении
Стандартной модели MSSM возникают два дублета хиггсовских
бозонов с тремя нейтральными наблюдаемыми состояниями и
двумя заряженными. Рождение и распад нейтральных
хиггсовских бозонов в MSSM и Стандартной модели (СМ)
отличаются. Если в СМ для масс МН > 2MW доминируют
распады на WW или ZZ, то в MSSM с большими значениями tanβ
                            168


они или подавлены (в случае h и Н), или отсутствуют (в случае
А). И наоборот, константа связи с фермионами третьего
поколения оказывается большой для всей области параметров
MSSM.

       Рождение нейтральных бозонов Хиггса MSSM

        Основными механизмами рождения бозона Хиггса
служат два, прямое рождение или ассоциативное, в
сопровождении b-кварка. На рис.14.2.1 показаны диаграммы этих
процессов образования бозона Хиггса. Символ Φ обозначает один
из трех нейтральных бозонов А, Н или h.




        Рис.14.2.1. Фейнмановские диаграммы, дающие вклад в
образование MSSM бозонов Хиггса. Диаграмма а) соответствует
«прямому» рождению, диаграммы от b) до е) дают вклад в
ассоциативное рождение с b- кварком. Символ Φ обозначает один
из трех нейтральных бозонов А, Н или h.

        Механизм «прямого» рождение, диаграмма а),
доминирует для области малых значений tanβ и его сечения
значительно больше, чем в СМ. Для области больших tanβ он
также преобладает для малым значений масс бозона А. Сечения
этого процесса для моделирования были вычислены до NLO
порядка.
        Применяются разные теоретические подходы к
вычислению сечений рождения бозона Хиггса ассоциативно с b-
кварком, каждый из них использует одну из диаграмм от b) до е)
в качестве лидирующего приближения LO.
            • Сечение процесса gg→bbΦ рассчитано с
                точностью до NLO для случая, когда оба b-
                кварка имеют большие поперечные импульсы,
                где такие расчеты надежны. Если один или нет b-
                кварка с большим рт, сечения в NLO получены
                             169


               интегрированием по импульсу одного или обоих
               b-кварков с малыми рт.
           • Для bb→Φ расчеты выполнены для NLO и
               NNLO приближения. Они считаются надежными
               в случае, когда не требуется наблюдать b-кварк.
           • Процесс bg→ bΦ является смешанным случаем
               двух предыдущих. Он рассчитан с точностью
               NLO и надежность высока, если наблюдается
               один b-кварк с большим поперечным импульсом
               в конечном состоянии.
           • Процесс qq→ bbΦ по сравнению с gg→bbΦ при
               энергии LHC имеет вклад на уровне 1% и
               приведен лишь для полноты изложения.
           Сравнение      расчетов    для    инклюзивных       и
           эксклюзивных сечений показаны на рис.14.2. В
           диапазоне масс бозона Хиггса от 100 до 400 ГэВ
           сечения уменьшаются на два порядка по величине.




        Рис.14.2.2. Инклюзивные сечения для процесса bb→Φ
(голубая, или более темная область) и процесса gg→bbΦ
(красная, или светлая область) на рисунке справа. Эксклюзивные
сечения bg→ bΦ (голубая, или более темная область) и gg→bbΦ
(красная, или светлая область) на рисунке слева. Ширина полос
соответствует теоретической неопределенности в выборе шкал
ренормализации и факторизации.



                             170



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика