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.
           Рождение и распад заряженных бозонов Хиггса

        Стратегия поиска заряженного бозона Хиггса зависит от
величины его массы, которая определяет как сечения, так и
наблюдаемые моды распада. Для области масс Н-бозона ниже
массы t-кварка основным механизмом образования служит
распад t-кварка
t → H+b , и доминирует канал распада Н-бозона с образование τ-
лептона H+→τ+ν. Выше области масс t-кварка рождение Н-бозона
происходит в основном за счет слияния глюона g и b-кварка (gb
→ t H+). В этой области больших масс Н-бозона доминирует
распад на t и b-кварк Н+→ t b. Распад на τ+ν остается значимым и
более удобным для выделения.
        Процесс gg → tbH является важным для области масс Н-
бозона вблизи массы t-кварка. Поскольку LHC служит
«фабрикой» tt-рождения, легкий бозон Хиггса может также
рождаться через процессы qq, gg → tt→ tbH+. Помимо
доминирующих механизмов рождения, другие процессы также
могут давать вклад в рождение легкого бозона Хиггса. Например,
процесс одиночного образования t-кварка или диаграммы с tbH+ в
конечном состоянии, но не использующих образование tt-пары. В
последующих результатах моделирования вклад одиночного
рождения t-кварка не учитывался.
        Сечения рождения заряженного бозона Хиггса
оценивались для двух сценариев MSSM: сценарий А, где распад
Н+ - бозона с образованием суперсимметричных частиц (SUSY-
частиц) подавлен, и сценарий В, в котором масса самого легкого
бозона Хиггса h максимальна. Параметры этих сценариев
приведены ниже.




                             171


        Здесь М SUSY обозначает мягкий массовый параметр
нарушения SUSY в секторе сфермионов, ё параметр смешивания
хиггсино, М2 и М3 мягкие массовые параметры нарушения SUSY
в SU(2) секторе глюино и gaugino, соответственно.
        Рассчитанные сечения рождения конечного состояния
tbH+ как функция величины tanβ приведены на рис.14.2.3 для
сценариев А и В. Сечения имеют минимум при tanβ ≈ 7.
Промежуточная область параметров 4 < tanβ < 10 обусловлена
минимумом в значении Юкавской константы связи вершины tbH+
и экспериментально мало доступна.




Рис.14.2.3. Ожидаемые сечения рождения заряженного бозона
Хиггса для сценария А (справа) и сценария В для областей малых
и больших масс бозона.

        На рис. 14.2.4 показаны вероятности различных каналов
распада заряженного бозона Хиггса. Для области масс ниже
массы t-кварка заряженный бозон распадается преимущественно

                             172


на τ-лептон и нейтрино. При tanβ > 5 вероятность этого канала
распада составляет ~ 100%. Моды распада с cs и Wh
присутствуют, но, в зависимости от величины tanβ, они на один
или два порядка ниже, чем мода τν. Распад W-бозона,
образующегося от ассоциированного t-кварка, добавляет
вариативности в наблюдаемые конечные состояния для
выделения заряженного бозона Хиггса и способствует его
реконструкции и подавлению фона, что особенно важно.
        Выше порога массы топ-кварка вероятность канала
распада Н+ → t b быстро растет. Он становится доминирующим,
как видно из рисунка14.2.4. В противоположность легкому
заряженному бозону Хиггса, для которого распад на τ-лептон и
нейтрино доминирует, тяжелый заряженный бозон Хиггса
распадается не только на tb, но с заметной вероятностью на
другие конечные состояния: τ+ν, cs , W+h или SUSY-частицы, где
это доступно по кинематике. На рис.14.2.4 показаны
рассчитанные вероятности распадов для двух масс заряженного
бозона Хиггса как функция tanβ, легкого 130 ГэВ и тяжелого 600
ГэВ.




Рис.14.2.4. Рассчитанные вероятности различных каналов распада
заряженного бозона Хиггса как функция его массы для сценария
                             173


В на верхних рисунках, для сценария А (слева) и сценария В на
нижних в зависимости от tanβ.

Результаты моделирования наблюдения нейтрального MSSM
бозона Хиггса А/Н/h →ёё

        В Стандартной модели такой распад бозона Хиггса очень
мало вероятен. В MSSM при больших значениях он имеет
большую вероятность и поэтому может быть использован или
для его наблюдения, или исключения большой области в
простанстве параметров mA-tanβ. Аналогичный распад на два τ-
лептона также является перспективным для анализа, но мюоны в
детекторе ATLAS имеют преимущества при регистрации по
точности измерений и идентификации.
        На рис. 14.2.5 показаны моделированные спектры
мюонов от распада А-бозона при разных значениях массы вместе
с оценками фона. Видно, что сигнал А-бозона хорошо выделяется
при больших поперечных импульсах мюонов, по крайней мере,
для значений масс больше 110 ГэВ. Условие изолированности
мюонов эффективно подавляет фон от рождения tt – пар.
Применяются дополнительные требования подавления адронной
активности в отбираемых событиях с использованием
выделенных b-струй в коичестве 0 или 1. На рис.14.2.6 показаны
спектры эффективных масс пар мюонов в отобранных событиях
сигнала и фона для двух значений массы нейтрального бозона
Хиггса.




                             174


        Рис.14.2.5. Расчетные спектры мюонов от распада А-
бозона при разных значениях массы вместе с оценками фона.




        Рис.14.2.6. Спектры эффективных масс пар мюонов в
событиях сигнала и фона для двух значений массы нейтрального
бозона Хиггса с триггером на выделенную b-струю (0 или одна)
для масс бозона Хиггса 150, 200 и 300 ГэВ и значением tanβ=30.




                             175


        Рис.14.2.7. Значения tanβ, при которых возможно
наблюдения нейтрального бозона Хиггса на уровне 5σ при
соответствующих значениях параметра mA для интегральной
светимости 10 фб-1 и 30 фб-1 (слева). Области исключения
соответствующих параметров на 95% уровне достоверности –
справа.

       Регистрация невидимого распада нейтрального бозона
Хиггса MSSM

        Многие расширения Стандартной модели включают
распад бозона Хиггса на невзаимодействующие частицы,
например, наиболее легкие SUSY-частицы (LSP), такие как
нейтралино, гравитино, гравитоны и другие. В случае MSSM, при
сохранении R-четности, распад бозона Хиггса на пару
нейтралино будет в некоторых случаях доминировать. Поскольку
в рождение бозона Хиггса при энергии LHC дают вклад разные
механизмы, то для выделения невидимого распада Н-бозона
можно выбрать варианты с характерными особенностями
событий. Такую возможность дает механизм слияния векторных
бозонов (VBF) qqH, ttH и процесс ассоциативного рождения ZH и
W±H. Механизм слияния глюонов предсказывает значительно
большие сечения, но не дает характеристик для выделения
невидимого распада Н-бозона.
        Диаграмма процесса VBF приведена на рис.14.2.8 для
qqH механизма рождения Н-бозона. Он характеризуется
присутствием в событии двух кварковых струй, образованных
при взаимодействии кварков, и большой недостающей энергии от
распада Н-бозона.


                            176


       Рис.14.2.8. Диаграмма    процесса   VBF.   Символ    V
обозначает Z или W.

        Оценки наблюдения Н-бозона получены для значений
его массы в интервале между 110 и 250 ГэВ. Триггерный отбор
использует комбинацию триггеров на большую недостающую
поперечную энергию Енед > 70 или 100ГэВ, в зависимости от
светимости, и центральную и переднюю струи с рт больше 23
ГэВ.
        Для выделения сигнала используется два метода. Первый
основан на применении критериев отбора, второй на анализе
формы события. Оба метода включают условие большой
разности азимутальных углов для меченых струй.
        Процедура отбора событий выделяет две меченых струи
от процесса VBF с РТ > 40 ГэВ в области |ηj| < 5. Струи должны
находиться в разных полусферах и разность ∆η > 4,4. Величина
недостающей энергии должна быть больше 100 ГэВ. На
рис.14.2.9 показаны эффективная масса двух меченых струй и
величина недостающей поперечной энергии для сигнала
невидимого бозона Хиггса с массой 130 ГэВ и трех типов
фоновых событий. Отмечены критерии отбора событий.
        На рис.14.2.10 показаны переменная изолированности
недостающей энергии I, определенной как минимальное значение
разности азимутальных углов между недостающей энергией и
струей, и разность азимутальных углов φjj струй для сигнала
невидимого бозона Хиггса с массой 130 ГэВ и трех типов
фоновых событий.



                             177


       Рис.14.2.9. См.текст.




       Рис.14.2.10. Переменная изолированности недостающей
энергии I (слева) и разность азимутальных углов φjj для сигнала
невидимого бозона Хиггса с массой 130 ГэВ и трех типов
фоновых событий. Распределения нормированы на единицу.

        Важный особенностью поиска VBF бозона Хиггса
служит электрослабая природа сигнала. Это означает, что на
древесном уровне отсутствует цветовой обмен между
взаимодействующими кварками. Хотя W + jet и Z+jet фоны
включают и электрослабую, и КХД составляющие, в сечении
доминирует КХД вклад. Поэтому, в отличие от сигнала, большая
часть фоновых событий имеет КХД струи в центральной области.
Присутствие этого дополнительного КХД излучения между
мечеными струями служит мощным фактором подавления фона.
На деле эта особенность маскируется вкладом сопутствующих
событий и наложением других протонных взаимодействий и

                               178


эффективность его применения снижается. Можно использовать
запрет на присутствие лептонов в центральной области.
Оставшийся фон обусловлен событиями Z→νν. Но лептоны
выделяются лишь для области |η| < 2,5. Область с |η| > 2,5
оставляет ложные события.
        Анализ показал, что при интегральной светимости 30 фб-
1 возможно зарегистрировать VBF невидимый бозон Хиггса в
широком интервале масс, если его сечение за счет вклада
процессов вне Стандартной модели составляет не менее 60% от
сечения Стандартной модели.

        Диаграмма процесса ассоциативного рождения ZH
показана на рис.14.2.11 (слева). Сигнал невидимого бозона
Хиггса может быть зарегистрирован за счет двух лептонов от
распада Z- бозона Z→ll. Присутствие невидимого Н-бозона
регистрируется за счет большой недостающей поперечной
энергии.




               Рис.14.2.11. См.текст.

        На рис.14.2.11 (справа) показана схема такого распада Н
на два нейтралино. Частицы χ0, обозначающие этот распад,
компенсируют поперечные импульсы лептонов от распада Z-
бозона.
 Для анализа используются стандартные критерии для лептонов и
условие на величину недостающей поперечной энергии Енед >
100 ГэВ. Кроме этого, применяются критерии условия
компенсации поперечных импульсов лептонов и недостающей
энергии    и    другие.     Процедура     анализа    использует
многопараметрический метод анализа BDT (Boosted Decision
Tree).


                             179


        Чувствительность наблюдения невидимого распада
бозона Хиггса для обоих случаев (VBF и ZH рождения) показана
на рис.14.2.12.
        .




Рис.14.2.12. Чувствительность наблюдения невидимого распада
бозона Хиггса для случаев VBF (темные символы) и ZH
рождения (открытые символы) для 30 фб-1 на уровне
достоверности 95%. Учтен фон Стандартной модели и
систематические погрешности. Величина чувствительности ξ2
определена как число сигнальных событий, необходимых, чтобы
увеличить полное количество событий (счет) на фактор, в 1,64
раза превышающий неопределенность в числе фоновых событий:
 1.64 σв = Nc ξ2, здесь Nc – число сигнальных событий после
отбора, σв = √NB, где NB – число фоновых событий.


               Поиск заряженного бозона Хиггса.

        Заряженный бозон Хиггса предсказывается многими
моделями с расширенным хиггсовским сектором, например,
модель с двумя хиггсовскими дублетами (2HDM), модели с
хиггсовскими триплетами, включая модель малого Хиггса (Little
Higgs Models).
Его открытие было бы убедительным сигналом физики вне
Стандартной      модели,     первым      экспериментальным
                            180



    
Яндекс цитирования Яндекс.Метрика