A/H ττ µ + hadrony + X detektorze CMS

Podobne dokumenty
Poszukiwania bozonu Higgsa w rozpadzie na dwa leptony τ w eksperymencie CMS

Jak to działa: poszukiwanie bozonu Higgsa w eksperymencie CMS. Tomasz Früboes

Wyznaczanie efektywności mionowego układu wyzwalania w CMS metodą Tag & Probe

Obserwacja Nowej Cząstki o Masie 125 GeV

1. Wcześniejsze eksperymenty 2. Podstawowe pojęcia 3. Przypomnienie budowy detektora ATLAS 4. Rozpady bozonów W i Z 5. Tło 6. Detekcja sygnału 7.

Artur Kalinowski WYBRANE ASPEKTY POSZUKIWA BOZONU HIGGSA Z MODELU STANDARDOWEGO W ZDERZENIACH PROTON PROTON W EKSPERYMENCIE CMS PRZY LHC

Poszukiwany: bozon Higgsa

Obserwacja kandydata na bozon Higgsa przez eksperymenty ATLAS i CMS

Na tropach czastki Higgsa

Wszechświat czastek elementarnych

Eksperyment CMS w oczekiwaniu na wiązkę: plany poszukiwania Nowej Fizyki. Część 2

Tomasz Bołd. System filtracji przypadków eksperymentu ATLAS. Czyli o szukaniu igły w stogu siana.

r. akad. 2008/2009 V. Precyzyjne testy Modelu Standardowego w LEP, TeVatronie i LHC

Wszechświat czastek elementarnych

Bozon Higgsa prawda czy kolejny fakt prasowy?

Fizyka cząstek elementarnych warsztaty popularnonaukowe

Supersymetria. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład XII

Wszechświat czastek elementarnych

Bozon Higgsa oraz SUSY

Pierwsze dwa lata LHC

Eksperyment CMS w oczekiwaniu na wiązki: plany poszukiwania Nowej Fizyki. Część 1

Optymalizacja kryteriów selekcji dla rozpadu Λ+c pμ+μza pomocą wielowymiarowej analizy danych

Metamorfozy neutrin. Katarzyna Grzelak. Sympozjum IFD Zakład Czastek i Oddziaływań Fundamentalnych IFD UW. K.Grzelak (UW ZCiOF) 1 / 23

Jak działają detektory. Julia Hoffman

Model Standardowy. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład VI

Cząstki elementarne. Składnikami materii są leptony, mezony i bariony. Leptony są niepodzielne. Mezony i bariony składają się z kwarków.

Badanie właściwości przypadków produkcji dżet-przerwa w rapidity-dżet na Wielkim Zderzaczu Hadronów

Odkrywanie supersymetrii - przypadek ciężkich sfermionów

Fizyka do przodu w zderzeniach proton-proton

Supersymetria. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład XII. Założenia. Widmo czastek Przewidywania Obecne wyniki Przyszłe poszukiwania

Cząstki elementarne wprowadzenie. Krzysztof Turzyński Wydział Fizyki Uniwersytet Warszawski

Unifikacja elektro-słaba

Oddziaływania podstawowe

Fizyka na LHC - Higgs

Supersymetria. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład XII

Elementy Fizyki Jądrowej. Wykład 5 cząstki elementarne i oddzialywania

Pomiar rozpadów Dalitz Hiperonów za pomocą spektrometrów HADES oraz PANDA. Jacek Biernat

Fizyka B pośrednie poszukiwanie Nowej Fizyki

Fizyka cząstek elementarnych i oddziaływań podstawowych

Compact Muon Solenoid

Model Standardowy. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład VI

Perspektywy fizyki czastek elementarnych

M W M Z correlation. πα 1 M G F 2 = 2M 2 W 2 W

LHC: program fizyczny

czastki elementarne Czastki elementarne

Motywacja do dokładnego wyznaczania elementów macierzy Cabbibo-Kobayashi-Maskawy ( )

Struktura porotonu cd.

LHC i po co nam On. Piotr Traczyk CERN

Oddziaływania słabe i elektrosłabe

Czym materia różni się od antymaterii - najnowsze wyniki z eksperymentu LHCb

LEPTON TAU : jako taki, oraz zastosowania. w niskich i wysokich energiach. Zbigniew Wąs

Marcin Kucharczyk Zakład XVII

Skad się bierze masa Festiwal Nauki, Wydział Fizyki U.W. 25 września 2005 A.F.Żarnecki p.1/39

Fizyka cząstek elementarnych. Tadeusz Lesiak

Zagraj w naukę! Spotkanie 5 Obecny stan wiedzy. Maciej Trzebiński. Instytut Fizyki Jądrowej Polskiej Akademii Nauk

Masywne neutrina w teorii i praktyce

Marek Kowalski

Title. Tajemnice neutrin. Justyna Łagoda. obecny stan wiedzy o neutrinach eksperymenty neutrinowe dalszy kierunek badań

Zderzenia relatywistyczne

Cząstki i siły. Piotr Traczyk. IPJ Warszawa

WYKŁAD 3. Maria Krawczyk, Wydział Fizyki UW. Masy i czasy życia cząstek elementarnych. Kwarki: zapach i kolor. Prawa zachowania i liczby kwantowe:

Autoreferat. Anna Kaczmarska. Instytut Fizyki Jądrowej PAN im. Henryka Niewodniczańskiego w Krakowie. 5 luty 2013

Czego już dowiedzieliśmy się dzięki Wielkiemu Zderzaczowi Hadronów LHC

Struktura protonu. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład IV

Autoreferat. Paweł Malecki Instytut Fizyki Jądrowej im. H. Niewodniczańskiego Polskiej Akademii Nauk w Krakowie. 3 kwietnia 2019 r.

Bozon Higgsa & SUSY & DM

Fizyka cząstek 5: Co dalej? Brakujące wątki Perspektywy Astrocząstki

WYKŁAD 3. Maria Krawczyk, Wydział Fizyki UW. Masy i czasy życia cząstek elementarnych. Kwarki: zapach i kolor. Prawa zachowania i liczby kwantowe:

Symetrie. D. Kiełczewska, wykład 5 1

Bardzo rzadki rozpad został zaobserwowany przez CMS

Boska cząstka odkryta?

Neutrina. Wstęp do Fizyki I (B+C) Wykład XXII:

Cząstki elementarne i ich oddziaływania III

Model Standardowy i model Higgsa. Sławomir Stachniewicz, IF PK

Spis treści. Fizyka wczoraj, dziś, jutro. Z naszych lekcji. Olimpiady, konkursy, zadania. Astronomia dla każdego

IV.4.4 Ruch w polach elektrycznym i magnetycznym. Siła Lorentza. Spektrometry magnetyczne

Czy neutrina sa rzeczywiście bezmasowe? (Pontecorvo) Bo gdyby nie były, to mogłyby oscylować.. Rozważmy dwa pokolenia neutrin: ν

wyniki eksperymentu OPERA Ewa Rondio Narodowe Centrum Badań Jądrowych

Poszukiwania mezonu B s w eksperymencie CMS

Analiza tła MC od rzadkich i tłumionych rozpadów m

Algorytmy rekonstrukcji dżetów w CMS

Dynamika relatywistyczna

Struktura protonu. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład IV. rekonstrukcja przypadków NC DIS wyznaczanie funkcji struktury.

Korekcja energii dżetów w eksperymencie CMS

Podstawy fizyki subatomowej

Wyk³ady z Fizyki. Zbigniew Osiak. Cz¹stki Elementarne

Rozszerzenia Modelu Standardowego

Detektory. Kalorymetry : Liczniki Czerenkowa Układy detektorów Przykłady wielkich współczesnych detektorów Wybrane eksperymenty ostatnich lat

Fizyka czastek i oddziaływań fundamentalnych

Neutrina. Fizyka I (B+C) Wykład XXVII:

Wielka Unifikacja. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład XI. Co to jest ładunek?... Biegnaca stała sprzężenia i renormalizacja w QED Pomiar

Analiza oscylacji oraz weryfikacje eksperymentalne

Bardzo rzadki rozpad został zaobserwowany przez CMS

Plan. Motywacja fizyczna. Program badań. Akcelerator LHC. Detektor LHCb. Opis wybranych systemów

Neutrina (2) Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład IX

Struktura protonu. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład IV

Fizyka do przodu Część 2: przegląd wyników z CMS

Tomasz Szumlak WFiIS AGH 03/03/2017, Kraków

Identyfikacja cząstek

Wstęp do oddziaływań hadronów

Transkrypt:

Poszukiwanie bozonów Higgsa w kanale A/H ττ µ + hadrony + X detektorze CMS Artur Kalinowski Instytut Fizyki Doświadczalnej, Uniwersytet Warszawski 31 Marca 006

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 1 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Plan 1. Motywacja fizyczna. Procesy tła 3. Detektor CMS 4. Selekcja przypadków: tryger i offline 5. Optymalizacja wartości ciȩć 6. Przewidywany obszar odkrycia

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Sektor Higgsa w MSSM. Masy Sektor Higgsa w Minimalnym Supersymetrycznym rozszerzeniu Modelu Standardowego (MSSM) zawiera piȩć bozonów: jeden neutralny o CP=-1: A dwa neutralne o CP=+1: lżejszy h i ciȩższy H: m H,h = 1 (m A + m Z ± (m A + m Z) 4m Zm Acos (β)) i dwa naładowane: H ± : m H ± = m A + m W tan(β) = v u v d

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Sektor Higgsa w MSSM. Masy Sektor Higgsa w Minimalnym Supersymetrycznym rozszerzeniu Modelu Standardowego (MSSM) zawiera piȩć bozonów: jeden neutralny o CP=-1: A dwa neutralne o CP=+1: lżejszy h i ciȩższy H: m H,h = 1 (m A + m Z ± (m A + m Z) 4m Zm Acos (β)) m A m Z : m h = m Zcos (β) m H = m A + m Zsin (β) i dwa naładowane: H ± : m H ± = m A + m W tan(β) = v u v d

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Sektor Higgsa w MSSM. Masy Sektor Higgsa w Minimalnym Supersymetrycznym rozszerzeniu Modelu Standardowego (MSSM) zawiera piȩć bozonów: jeden neutralny o CP=-1: A dwa neutralne o CP=+1: lżejszy h i ciȩższy H: m H,h = 1 (m A + m Z ± (m A + m Z) 4m Zm Acos (β)) m A m Z : m h = m Zcos (β) + 3g m 4 t 8π m W m H = m A + m Zsin (β) i dwa naładowane: H ± : m H ± = m A + m W [ln( M t m t )], tan(β) = v u v d

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 3 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Sektor Higgsa w MSSM. Sprzȩżenia. Dla m A 150 GeV/c i tan(β) (tzw. decoupling limit ) Sprzȩżenia do fermionów maja postać (po podzieleniu przez g SM = g m f m W ): lekki skalar: hb b (lub hτ + τ ) 1 ht t 1

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 3 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Sektor Higgsa w MSSM. Sprzȩżenia. Dla m A 150 GeV/c i tan(β) (tzw. decoupling limit ) Sprzȩżenia do fermionów maja postać (po podzieleniu przez g SM = g m f m W ): lekki skalar: hb b (lub hτ + τ ) 1 ht t 1 ciȩżki skalar: Hb b (lub Hτ + τ ) tanβ Ht t cotβ

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 3 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Sektor Higgsa w MSSM. Sprzȩżenia. Dla m A 150 GeV/c i tan(β) (tzw. decoupling limit ) Sprzȩżenia do fermionów maja postać (po podzieleniu przez g SM = g m f m W ): lekki skalar: hb b (lub hτ + τ ) 1 ht t 1 ciȩżki skalar: Hb b (lub Hτ + τ ) tanβ pseudoskalar: Ab b (lub Aτ + τ ) γ 5 tanβ Ht t cotβ At t γ 5 cotβ

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 4 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Parametry MSSM. Scenariusz m max h W ogólności MSSM ma ponad 0 parametrów. Przy założeniu uniwersalności: m = M SUSY i proporcjonalności: (skalar) 3 = A Y pozostaje kilka parametrów. W scenariuszu max m h przybieraja one wartości (przy skali M P ): M SUSY = 00 GeV/c gaugino SU() : M = 00 GeV/c gaugino SU(3) : M 3 = 800 GeV/c µ = 00 GeV/c X t (= A t µcotβ) = 6 M SUSY m A - wolny parametr tan(β) - wolny parametr

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 5 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Kanały produkcji i rozpadu Dominuja cy mechanizm produkcji: stowarzyszony z kwarkami b: Branching ratio BR(A X) -1 - -3 1-4 bb ττ gg µµ ss 0 0 χ χ hz HDECAY 3.1 + - χ χ 0 150 00 50 300 350 400 450 500 tt max_mh tanβ = 0 X = 449 GeV/c µ t M m A (GeV/c ) = 00 GeV/c = 00 GeV/c Wybrany kanał rozpadu: leptony τ : H ττ

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 6 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Przekrój czynny σ (gg bba/h) BR(A/H ττ) [pb] 50 40 30 0 FeynHiggs-..6beta HQQ 1., PDF: CTEQ6L A ττ H ττ m A X t µ M max m H = 00 GeV/c = 449 GeV/c = 00 GeV/c = 00 GeV/c g Hb b tan(β) σ Hb b tan (β) Zliczanie przypadków Hb b może służyć do wyznaczenia tan(β). 0 0 30 40 50 60 tan(β)

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 7 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Przekrój czynny σ (gg bba/h) BR(A/H ττ) [pb] 1-1 FeynHiggs-..6beta HQQ 1., PDF: CTEQ6L max m H tan(β) = 0 X t = 449 GeV/c µ = 00 GeV/c = 00 GeV/c M A ττ H ττ Dla m A = 00 GeV/c i tan(β) = 0: σ bbh = 3[pb] BR(H ττ) = 0.1 BR(ττ µ + h + ν) = 0. Ponieważ A i H sa prawie zdegenrowane dla m A 150 GeV/c rozważam je razem: σ sygnal = 1.4 [pb] 0 150 00 50 300 350 400 450 500 m A [GeV/c ]

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 8 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 9 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Procesy tła Rate [Hz] 6 5 4 3 1-1 - total K ± /π ± 0 KL c b τ 0 0 30 40 50 60 70 80 threshold [GeV/c] Figure 4: Inclusive integral rate of single muons from PYTHIA as a function of the muon p T threshold for a luminosity of 34 cm s 1. The breakdown of the rate on each source of muons is shown. ± W 0 Z /γ * µ p T Stan końcowy zawiera jeden izolowany mion: dla progu 0 GeV/c nastȩpuja ce procesy daja istotny wkład do czȩstosci zliczeń: produkcja kwarków b i c produkcja bozonów W rozpady mezonów K, π produkcja bozonów Z

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Procesy tła σ sygnal 1 [pb] Oprócz mionu w stanie końcowym wymagana jest obecność dżetu τ, oraz jednego dżetu oznaczonego jako dżet b. Proces Przekrój czynny [pb] b b 5 8 t t 830 W t 6 W + dżet 4 4 Z/γ ττ µ + τ jet 468 b b(z/γ ττ) 7

Eksperyment Compact Muon Solenoid (CMS) Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 11 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 1 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06

Selekcja na poziomie trygera Obecnie pisywac dane z moz na za- pre dkos cia 0 M B/s. Przy załoz eniu rozmiaru przypadku 1 M B, daje to ograniczenie 0 Hz na cze stos c przypadko w jakie moz na zachowac. Tryger detektora CMS redukuje cze stos c przypadko w z 40 MHz do 0 Hz, czyli o pie c rze do w wielkos ci. Poszukiwanie bozono w H i A w detektorze CMS 13 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 14 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Tryger dla kanału µ + τ jet Poziom 1 (realizowany przez dedykowane układy scalone. Grupa Warszawska konstruuje układ trygera mionowego oparty na komorach RPC): mion o p T > 14 GeV/c

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 14 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Tryger dla kanału µ + τ jet Poziom 1 (realizowany przez dedykowane układy scalone. Grupa Warszawska konstruuje układ trygera mionowego oparty na komorach RPC): mion o p T > 14 GeV/c Wyższe poziomy trygera (realizowane jako oprogramowanie działaja ce na farmie komputerów typu PC. Grupa Warszawska bierze udział w definiowaniu trygera τ ): izolowany mion o p T > 15 GeV/c izolowany dżet τ o E T > 40 GeV

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 15 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Selekcja na poziomie offline : izolacja dżetów τ 1. Izolacja dżetu τ : stożek dopasowania: R m = 0.1 - poszukujemy śladu o maksymalnym p T (tzw. wioda cy ślad) w okolicy osi dżetu obszar izolacji: (stożek izolacyjny R i = 0.35)/ (stożek sygnałowy R s = 0.07) - stożek sygnałowy jest budowany wokół wioda cego śladu. może być śladów o p T > 1 GeV/c W obszarze izolacyjnym nie w stożku sygnałowym może być tylko jeden (τ ± π ± +nπ 0 +ν) lub trzy ślady (τ + π + +π + +π + nπ 0 + ν). Rozpady na wiȩcej cza stek naładowanych stanowia tylko 0.1%. r = ϕ + η

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 16 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Scałkowane histogramy Na nastȩpnych slajdach pokażȩ histrogramy dla scałkowanych rozkładów, konkretnie wykresy (1 - dystrybuanta): Liczba przypadkow 50 00 150 Efektywnosc 1 0.8 0.6 0 50 0.4 0. Efektywnosc dla X > 30 wynosi 0.91 0 0 0 30 40 50 60 70 80 90 0 X 0 0 0 30 40 50 60 70 80 90 0 prog na X

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 17 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Selekcja na poziomie offline : pȩd wioda cego śladu τ jet Efficiency leading track p 1 0.8 0.6 0.4 0. T cut for 1 prong events 0 0 0 30 40 50 [GeV/c] cut p T τ jet Efficiency leading track p bbh, 1 m =500 GeV A tt 0.8 Wt bbh, m =300 GeV A 0.6 Wj * 0.4 Z/γ bbh, m * 0. Z/γ bb T m> GeV =00 GeV A m< GeV cut for 3 prong events 0 0 0 30 40 50 [GeV/c] cut p T bbh, m =500 GeV A bbh, m bbh, m * Z/γ tt Wj * Z/γ Wt bb =300 GeV A =00 GeV A m> GeV m< GeV

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 18 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Selekcja na poziomie offline : masa poprzeczna Rec transverse mass of (µ E) system Efficiency 1 0.9 0.8 0.7 0.6 0.5 0.4 0.3 0. 0.1 0 0 30 40 50 60 70 80 [GeV] cut m T * Z/γ m< GeV bb * Z/γ m> GeV bbh, m =00 GeV A bbh, m bbh, m tt Wj Wt =300 GeV A =500 GeV A Masa poprzeczna układu (mion, brakuja ca energia) ma maksimum w okolicy m W, dla przypadków w których mion i neutrino pochodza z rozpadu W: m T = ( E T ) ( p T ) ( E T = p T ) p µ T E / T p µ T / E T = = p µ T E / T(1 cos( p µ T, E/ T ))

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 19 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Selekcja na poziomie offline : veto elektronowe Jet hadronic energy vs leading track energy. Efficiency 1 0.8 0.6 0.4 0. bbh, m =500 GeV A bbh, m bbh, m * Z/γ * Z/γ bb Wj tt Wt =00 GeV A =300 GeV A m> GeV m< GeV Pojedynczy, izolowany, elektron ma bardzo podoba sygnaturȩ do dżetu τ : jeden izolowany ślad, daja cy w kalorymetrze skolimowany depozyt. Przypadki t t i Wt stanowia bogate źródło elektronów. Elektrony sa odrzucane na podstawie analizy stosunku energii dżetu zdeponowanej w HCAL do energii wioda cego 0 0 0. 0.4 0.6 0.8 1 1. 1.4 1.6 1.8 E HCAL /E cut leading tk śladu.

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 0 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Korelacje miȩdzy zmiennymi Jet hadronic energy vs leading track energy Efficiency 1 0.8 0.6 0.4 0. 0 0 0. 0.4 0.6 0.8 1 1. 1.4 1.6 1.8 cut E HCAL /E leading tk Sample: tt HCAL τ leading tk τ 0.3<E /E <1. jet jet 3 τ jet signal tracks rec Eν >0 offline τ jet isolation -0.997<cos( ϕ)<-0.5 single b tag τ jet leading tk. p m T <30 GeV central jet veto τ jet 1 τ jet Q µ *Q τ > GeV/c T signal tk. number=1 or 3 signal track =-1 jet Ostateczny dobór wartości progów musi uwzglȩdniać korelacje miȩdzy poszczególnymi zmiennymi oraz zmianȩ wzglȩdnego wkładu różnych procesów na kolejnych etapach selekcji.

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 1 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Optymalizacja wartości progów Jet hadronic energy vs leading track energy m =00 GeV/c A Significance 9 8 7 6 5 Optymalizacja progów polegała na poszukiwaniu maksimum znaczoności: S c1 = ( N s + N b N b ) 4 3 1 w funkcji wartości progu dla danej selekcji dla przypadków przechodza cych wszystkie pozostałe selekcje, wła czaja c okno masowe. 0 0 0. 0.4 0.6 0.8 1 1. 1.4 1.6 1.8 cut E HCAL /E leading tk

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Selekcja na poziomie offline : podsumowanie identyfikacja leptonów τ pȩd wioda cego śladu p T > GeV/c dla przypadków 1 prong i p T > 0 GeV/c dla 3 Efektywnosc selekcji (tryger + offline) - -3-4 -5-6 -7-8 -9 - -3 4.6 5.06-6 -6 5.3 7.87 tt bbh(00) W+t -6 Z -4 4.55 bbz -8 1.69-11 4.08 W+dzet b b prong przeciwne ładunki taonów jeden dżet oznaczony jako dżet b brak dodatkowych dżetów w obszarze centralnym: E T 5 GeV i η.4 m T (µ,/ E T ) 30 GeV, stosunek energii hadronowej dżetu do energii wioda cego śladu: 0.3 < f < 1. dla przypadków typu 1 prong 0.997 cos( ϕ µ,τjet ) 0.5, dodatnia zrekonstruowana energia neutrin

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 3 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Selekcja na poziomie offline : podsumowanie identyfikacja leptonów τ pȩd wioda cego śladu p T > GeV/c dla przypadków 1 prong i p T > 0 GeV/c dla 3-1 Liczba przypadkow dla 0 fb 160 140 0 80 60 40 15 ± 13 88 ± 1 85 ± 1 8 ± 7 14 ± 14 19 ± 13 prong przeciwne ładunki taonów jeden dżet oznaczony jako dżet b brak dodatkowych dżetów w obszarze centralnym: E T 5 GeV i η.4 m T (µ,/ E T ) 30 GeV, 0 6 ± 1 stosunek energii hadronowej dżetu do energii 0 tt bbh(00) W+t Z bbz W+dzet b b wioda cego śladu: 0.3 < f < 1. dla przypadków typu 1 prong 0.997 cos( ϕ µ,τjet ) 0.5, dodatnia zrekonstruowana energia neutrin

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 4 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Rekonstrukcja masy m H = ( τ 1,τ E) ( τ 1,τ p) p τ1 = p µ + p ντ + p νµ p τ = p dzet τ + p ντ Znamy dokładnie: p µ, p dzet τ, ale tylko E / T = p T ντ + p T νµ + p T ντ Korzystaja c z faktu że taony sa mocno pchniȩte lorentzowsko: γ tau = E τ /m τ m H /( m τ ) Można założyć, że wszystkie produkty rozpadu leca w tym samym kierunku. Energiȩ neutrin rekonstruujȩ rzutuja c / E T na kierunki p µ T i E dzet τ T

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 5 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Rekonstrukcja energii neutrin Zdefiniujmy wersory osi i ka t miȩdzy nimi: jet pτ T ê Tjet = p τ jet T, ê Tµ = pµ T p µ T cos(ϕ µ jet ) = ê Tjet ê Tµ Wtedy: E τ ν 1 = E/ T (ê Tjet ê Tµ cos(ϕ µ jet )) sin(θ jet ) (1 cos (ϕ µ jet )) E τ ν = E/ T (ê Tmu ê Tjet cos(ϕ µ jet )) sin(θ mu ) (1 cos (ϕ µ jet )) Przy pewnej konfiguracji rozwia zania moga być ujemne!

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 6 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Rekonstrukcja masy: rozkłady dla sygnału i tła ] Arbitrary units/ 0 [GeV/c Reconstructed Higgs boson mass. 0.1 0.08 0.06 0.04 0.0 Generated m A =00 GeV/c Gauss:Const 13.78 ± 0.96 Gauss:Mean 0.6 ± 4.6 Gauss:Sigma 47.36 ± 3.00 Landau:Const 6.36 ± 0.9 Landau:Mean 314.8 ± 14.8 Landau:Sigma 33.08 ± 3.0 Generated m A =500 GeV/c Gauss:Const 14.43 ± 1.1 Gauss:Mean 5.3 ± 9. Gauss:Sigma 17.5 ± 6. Landau:Const 5.983 ± 1.18 Landau:Mean 457.6 ± 35.7 Landau:Sigma 87.73 ± 17.87 0 0 00 400 600 800 00 [GeV/c ] m τ τ

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 6 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Rekonstrukcja masy: rozkłady dla sygnału i tła ] Arbitrary units/ 0 [GeV/c Reconstructed Higgs boson mass. 0.1 0.08 0.06 0.04 0.0 Generated m A =00 GeV/c Gauss:Const 13.78 ± 0.96 Gauss:Mean 0.6 ± 4.6 Gauss:Sigma 47.36 ± 3.00 Landau:Const 6.36 ± 0.9 Landau:Mean 314.8 ± 14.8 Landau:Sigma 33.08 ± 3.0 Generated m A =500 GeV/c Gauss:Const 14.43 ± 1.1 Gauss:Mean 5.3 ± 9. Gauss:Sigma 17.5 ± 6. Landau:Const 5.983 ± 1.18 Landau:Mean 457.6 ± 35.7 Landau:Sigma 87.73 ± 17.87 ] Arbitrary units/ 0 [GeV/c * Reconstructed mass for tt and Z/γ 0.16 0.14 0.1 0.1 0.08 0.06 0.04 0.0 events * Z/γ Gauss:Const.531 ± 6.747 Gauss:Mean 16 ± 563.0 Gauss:Sigma 77.86 ± 477.44 Landau:Const 17.96 ± 3.38 Landau:Mean 113 ± 6.8 Landau:Sigma 0.04 ± 35.41 tt Landau:Const 0.53 ± 0.71 Landau:Mean 11.5 ± 3.8 Landau:Sigma 50.8 ± 1.9 0 0 00 400 600 800 00 [GeV/c ] m τ τ 0 0 00 400 600 800 00 [GeV/c ] m τ τ

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 7 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Zasiȩg eksperymentu CMS dla 0 fb 1 Reconstructed Higgs boson mass. ] / 0 [GeV/c -1 Events for 0 fb 35 30 5 0 15 Background Signal+Bkg. for tan(β)=0, m A =00 GeV/c Signal+Bkg. for tan(β)=50, m A =500 GeV/c 5 0 0 00 400 600 800 00 [GeV/c ] m τ τ Higgs boson tan(β) Mass window range Number of Number of Significance mass [GeV/c ] [GeV/c ] signal events backgound events 00 0 ±47.00 9 97 8 500 50 ±18.00 35 33 5

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 7 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Zasiȩg eksperymentu CMS dla 0 fb 1 ] / 0 [GeV/c -1 Events for 0 fb Reconstructed Higgs boson mass. 35 30 5 0 15 Background Signal+Bkg. for tan(β)=0, m A =00 GeV/c Signal+Bkg. for tan(β)=50, m A =500 GeV/c tan(β) 70 60 50 40 30 Discovery area 0 5 0 0 00 400 600 800 00 [GeV/c ] m τ τ 150 00 50 300 350 400 450 500 550 600 m A [GeV/c ] Higgs boson tan(β) Mass window range Number of Number of Significance mass [GeV/c ] [GeV/c ] signal events backgound events 00 0 ±47.00 9 97 8 500 50 ±18.00 35 33 5

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 8 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Podsumowanie Używaja c pełnej symulacji detektora CMS pokazałem że: procedura selekcji przypadków pozwala na redukcjȩ tła QCD o czynnik 11 procedura rzutowania brakuja cej energii na kierunki pȩdów poprzecznych mionu i dżetu τ umożliwia na rekonstrukcjȩ masy ciȩżkie bozony Higgsa moga być zaobserwowane w detektorze CMS: przedstawiłem przewidywany zasiȩg eksperymentu CMS dla 0fb 1 zebranych danych.

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 9 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Podsumowanie Przedstawione wyniki dla kanału µ + hadrony + ν zostana skombinowane z wynikami dla pozostałych kanałów rozpadu pary taonów, by uzyskać pełny zasiȩg eksperymentu CMS dla poszukiwań bozonów H/A.

Poszukiwanie bozonów H i A w detektorze CMS 30 Seminarium Fizyki Wysokich Energii, Warszawa, 31.03.06 Podsumowanie tan(β) 50 40 30 had/had 0 9 8 7 6 5 4 3 lep/had combined (bb) A/H (bb) τ(lep/had) τ(had) ATLAS L dt = 30 fb-1 1 0 00 300 400 500 600 700 800 900 m A (GeV)