Capitolo 8 : Scoperta dei Bosoni W e Z

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1 Capitolo 8 : Scoperta dei Bosoni W e Z Corso di Fisica Nucleare e Subnucleare II Professor Carlo Dionisi A.A A.A Carlo Dionisi FNSN II 1

2 Collisioni Adrone-Adrone parton distribution Photon, W, Z etc. parton distribution Hard scattering ISR FSR Under- -lying event fragmentation Caratteristiche: La σ dell urto hard e mediata sulle pdf Gli stati iniziali e finali possono emettere gluons Gli stati finali colorati frammentano a formare dei jets Underlying event dai residui daproton/p-bar Jet A.A Carlo Dionisi FNSN II 2

3 Collisioni Adrone-Adrone h h h Jet 1 Jet R = ( Δη) + ( Δφ) 2 2 h h q h h Jet 2 q Hard scatter colorless states - -hadrons outgoing parton h Fragmentation (hadronization): Final state quarks or gluons produced by the hard scattering produce lots of radiation (a S is large!) Recombine to form a colorless spray of approximately collinear hadrons: a jet Jets are an experimental signature of quarks and gluons and are observed as localized energy deposits in the calorimeters A.A Carlo Dionisi FNSN II 3

4 Jets A jet is a composite object: complex underlying physics events contain spectator interaction processes connected via color hadron fragmentation different type of jets: q, g, b/c complex detector properties non-linear detector properties noninstrumented regions A.A Carlo Dionisi FNSN II 4

5 Jet Corrections Calorimeter Jets: We measure jets at the hadron level in the calorimeter. We certainly want to correct the jets for the detector resolution, non linearity, effieciency and holes. Also, we must correct the jets for pile-up. Must correct what we measure back to the true particle level jets! Parton Level Jets: Do we want to use our data to try and extrapolate back to the parton level? This also cannot really be done but, again if you trust the Monte-Carlo models, you can try and do it by using the Monte-Carlo models. Particle Level Jets: Do we want to make further model dependent corrections? Do we want to try and subtract the underlying event from the particle level jets. This cannot really be done but, if you trust the Monte-Carlo models modeling of the underlying event,you can try and do it by using the Monte-Carlo models (use PYTHIA Tune A). Outgoing Parton PT(hard) Proton Underlying Event Outgoing Parton Final-State Radiation Initial-State Radiation AntiProton Underlying Event The underlying event consists of hard initial & final-state radiation plus the beam-beam remnants and possible multiple parton interactions. A.A Carlo Dionisi FNSN II 5

6 Variabili Utili Anche se l urto protone antiprotone e nel CM, NON LO E lo scattering hard tra i partoni! La collisione Hard e tipicamente boosted lungo i fasci di una quantita NON nota! La soluzione e quella di usare variabili che hanno una sensibilita piccola al boost longitudinale: Transverse energy: E T = E sin q Rapidity y = ½*ln[(E+p z )/(E-p z )] pseudo-rapidity η = ln(tan(q/2)) for m= polar angle Theta vs eta pseudorapidity Direzione del fascio di protoni θ = polar angle A.A Carlo Dionisi FNSN II 6

7 Sezione d urto pp Numero di interazioni per ogni incrocio dei fasci: Interazioni / sec: - Lum = 1034 cm-2 s-1 = 107 mb-1 Hz - σ(pp) = 70 mb - rate di interazione, R = 7 x 108 Hz Eventi / beam crossing - Δt = 25 ns = 2.5 x 10-8 s - interazioni / crossing = 17.5 Un evento di Higgs + 20 interazioni di minimum bias A.A Carlo Dionisi FNSN II 7

8 Variabili usate nelle interazioni p-p A.A Carlo Dionisi FNSN II 8

9 Due classi di Interazione Most interactions due to collisions at large distance between incoming protons where protons interact as a whole small momentum transfer (Δp h /Δx ) particles in final state have large longitudinal momentum but small transverse momentum (scattering at large angle is small) < p T > 500 MeV of charged particles in final state dn dη 7 charged particles uniformly distributed in φ Most energy escapes down the beam pipe. These are called minimum-bias events ( soft events). They are the large majority but are not very interesting. A.A Carlo Dionisi FNSN II 9

10 Monochromatic proton beam can be seen as beam of quarks and gluons with a wide band of energy. Occasionally hard scattering ( head on ) between constituents of incoming protons occurs. x 1 p ŝ x 2 p Interactions at small distance large momentum transfer massive particles and/or particles at large angle are produced. These are interesting physics events but they are rare. Ex. u + W + u d W + σ (pp W) 150 nb 10-6 σ tot (pp) A.A Carlo Dionisi FNSN II 10

11 effective centre-of-mass energy ŝ smaller than s of colliding beams: r r pa = xa pa p r r A = p B = 7 TeV ŝ = x ax bs x s p = x p b b B if x a x b to produce m 100 GeV x ~ 0.01 to produce m 5 TeV x ~ 0.35 A.A Carlo Dionisi FNSN II 11

12 Large x dominated by valence quarks Small x dominated by gluons and sea quarks A.A Carlo Dionisi FNSN II 12

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15 Simulation of CMS inner detector H ZZ 4μ A.A Carlo Dionisi FNSN II 15

16 Common to all hadron colliders: high-p T events dominated by QCD jet production: q q g α s α s q q jet jet Strong production large cross-section Many diagrams contribute: qq qq, qg qg, gg gg, etc. Called QCD background Most interesting processes are rare processes: involve heavy particles have weak cross-sections (e.g. W production) To extract signal over QCD jet backround must look at decays to photon and leptons pay a prize in branching ratios A.A Carlo Dionisi FNSN II 16

17 Detectors Caracteristics Don t know how New Physics will manifest detectors must be able to detect as many particles and signatures as possible: e, μ, τ, ν, γ, jets, b-quarks,. multi-purpose experiments. Momentum / charge of tracks and secondary vertices (e.g. from b-quark decays) are measured in central tracker. Excellent momentum and position resolution required. Energy and position of electrons and photons measured in electromagnetic calorimeters. Excellent resolution and particle ID required. Energy and position of hadrons and jets measured mainly in hadronic calorimeters. Coverage over η <5 and granularity are required. Muons identified and momentum measured in external muon spectrometer (+ central tracker). Excellent resolution over 5 GeV < p T < ~ TeV required. Neutrinos detected and measured through measurement of missing transverse energy E T miss. A.A Carlo Dionisi FNSN II 17

18 Detection and measurement of neutrinos Neutrinos traverse the detector without interacting not detected directly Can be detected and measured asking: E f r, P f = E i r, P i total energy, momentum reconstructed in final state -- e + e - colliders: E i = s, total energy, momentum of initial state r P i = if a neutrino produced, then E f < E i ( missing energy) r r r r and P f 0 Pν = - P f Eν = Pν -- hadron colliders: energy and momentum of initial state (energy and momentum of interacting partons) r not known. However: transverse momentum P = i 0 T if a neutrino produced momentum) and r P T f 0 0 ( missing transverse miss P = P r = E r Tν T f T A.A Carlo Dionisi FNSN II 18

19 Specifiche per il rivelatore Interaction point Magnetized volume Tracking system Calorimeter Induces shower in dense material Innermost tracking layers use silicon EM layers fine sampling Hadronic layers Muon detector Electron Jet Muon Experimental signature of a quark or gluon Missing transverse energy Signature of a non-interacting (or weakly interacting) particle like a neutrino A.A Carlo Dionisi FNSN II 19

20 Specifiche per il rivelatore μ + γ π o Muon detectors Hadron calorimeter Electromagnetic calorimeter K +, π +,p, e + c K o π + π -, Time of Flight ν Silicon Detector Drift Chamber 1.4 T Solenoid A.A Carlo Dionisi FNSN II 20

21 Specifiche per il rivelatore Il rivelatore deve identificare e misurare gli oggetti elementari a s 100 GeV, leptoni e partoni elettroni e fotoni muoni calorimetro elettromagnetico assorbitole massiccio + grandi camere traccianti quark e gluoni (jet) calorimetri (elettrom. e adronico) + camere a immagine leptoni t neutrini ISOLAMENTO di un leptone forma del jet per t adroni sbilancio del momento ermeticità del rivelatore definito nello spazio (azimut, rapidità) = (F, h = ln tg q) si chiede che il flusso di energia in un cono di semiapertura DR sia inferiore a una soglia ΔR = Δφ 2 +Δη 2 leptone I valori della soglia e di ΔR si fissano dallo studio dei dati i ΔR A.A Carlo Dionisi FNSN II 21

22 Identificazione delle particelle ELETTRONI Fondo principale: overlap π ± (n)π nei jet Isolamento discrimina ad alto p T (reiezione rispetto a jet) Difficile vicino a jet, fisica b e t µ Fondo principale: µ da decadimenti K e π t adroni NEUTRINI Isolamento, alto p T, relativamente facile Possibile dentro jet, fisica b e t Fondo principale: jets di QCD Discriminazione in base alla forma del jet (difficile) magrezza del jet molteplicità carica Energia trasversale mancante, per calorimetro ermetico e omogeneo E miss T p miss T = r E i T i p μ T UA1 è ermetico nel piano trasversale, non nella direzione dei fasci dn dp T miss gaussiana σ p T miss ( ) = 0.7 E T r E i E i r u i A.A Carlo Dionisi FNSN II 22

23 Calorimetria Richiesta base: separazione e/p. Scelta base: risoluzione / granularità 1% E ΔE E 6% E μ+π 16% E ΔE E 20% E risoluzione μ+π e π π granularità (importante nei jet densi) n L3: BGO OPAL: Pb glass DELPHI on End caps π + e π + e A.A Carlo Dionisi FNSN II 23 n ALEPH: Tubes DELPHI: HPC

24 Scoperta del W e dello Z Come abbiamo visto, le prime indicazioni sui valori delle masse del W e dello Z furono derivate dalla determinazione del sinϑ W ricavato a sua volta dalle misure del rapporto NC su CC dalle interazioni di neutrini e antineutrini su nucleoni: Vedremo che il Modello Standard contiene i mesoni vettori di gauge W μi (i = 1, 2, 3) B μ T W =1, corrisponde a SU(2), costante di accoppiamento g T W =0, corrisponde a U(1), costante di accoppiamento g L Angolo di Weinberg è dato dal rapporto delle due costanti θ W = tan 1 g' g I bosoni vettori fisici si ottengono con una rotazione θ W Z μ 0 A μ = cosθ W sinθ W sinθ W cosθ W W 3 μ B μ A.A Carlo Dionisi FNSN II 24

25 Carica del positrone e = gsinθ W = g'cosθ W L angolo di Weinberg mette anche in relazione le masse dei due bosoni vettori W e Z: cosθ W = M W M Z e 2 = g 2 sin 2 θ W g 2 = 8 2 G F M W 2 SU(2)xU(1) prevede quindi a livello albero M W = πα 2G F 1 sinθ W = ± sinθ W Da DIS di ν μ sin 2 θ W = 0.232±0.006 M W = GeV Ma bisogna tener conto di grafici di ordine superiore, sensibili a m t M W = πα 2G F Δr sinθ Δ r = ± calcolato per m = 40GeV W, t M W = 80.3±0.9 GeV σ( p p W eν e )= GeV 90 A.A Carlo Dionisi FNSN II 25

26 Questo valore della massa era fuori dalla portata degli acceleratori di fine anni 70. C. Rubbia e S.Van der Meer convinsero le autorita del CERN a trasformare l SPS in un collisionatore protoni-antiprotoni : l Sp-pbarS. I protoni venivano usati per creare gli antiprotoni che venivano catturati e accumulati. Gli antiprotoni rientravano poi nel SPS nella direzione opposta.il problema piu difficile era quello di comprimere gli antiprotoni fino a produrre un significativo rate di interazione con il fascio di protoni. Questo fu realizzato da S. Van der Meer con la tecnica da lui inventata e nota come stochastic cooling. I collisionatore fu completato nel 1982 e con una luminosita totale di 18nb-1 a una energie del centro di massa di 540 GeV, UA1 riporto la prima evidenza del W e dello Z. A.A Carlo Dionisi FNSN II 26

27 Il primo periodo del collider Il collider diede dati a UA1 e UA2 dal 1981 al 1985 Furono scoperti i bosoni intermedi W e Z statistica finale di UA1: 366 W ± e 52 Z Furono verificate le previsioni fondamentali del Modello Standard a parte il bosone di Higgs (non scoperto ancora oggi) I dati raccolti dagli esperimenti corrispondono a 50 x 10 9 collisioni ( ) Ldt s GeV nb totale 686 ( ) A.A Carlo Dionisi FNSN II 27

28 UA1 A.A Carlo Dionisi FNSN II 28

29 C.D. UA1 muon drift chambers B calorimetro e.m. σ(e)/e = 15%/ E Rivelatore Centrale: Camera a immagine 3D fino a 0.2 Campo magnetico normale ai fasci B= 0.7 T σ(p)/p = 0.5% p (GeV) assorbitori di Fe magnetizzato A.A Carlo Dionisi FNSN II 29

30 Calorimetri in avanti Δθ ΔΦ UA2 Non ermetico Tracking in campo B solo in limitato angolo solido Ottima calorimetria, sia in granularità sia in risoluzione Preshower Calorimetro centrale Δθ ΔΦ longitudinalmente: 1 em (17 RL) + 2 adron. (2 abs. lengths risol. elettromagnetico σ (E)/E =15%/ E risol. adronico σ (E)/E =32%/(E) 1/4 A.A Carlo Dionisi FNSN II 30

31 Incertezza sulla scala dell energia (e massa) Naturalmente ne` UA1 nè UA2 misurano direttamente l energia persa dalla (dalle) particella(e), ma la luce da essa prodotta in strati di materiale scintillatore. A catena e : Energia persa nello scintillatore Luce in parte raccolta dalle guide di luce e portata ai fotomoltiplicatori fotoelettroni prodotti al fotocatodo moltiplicati dai dinodi conversione analogico-digitale Tutta la catena deve essere calibrata su fasci di e e π di energia nota Ma le costanti di calibrazione non sono costanti, variano nel tempo (invecchiamento dei materiali, danneggiamento da radiazione, ecc.) necessario monitoraggio in linea (flasher, sorgenti radioattive,..) UA1. Grandi moduli. Calibrazione su fascio solo inizialmente incertezza scala ±3% UA2. Piccoli moduli. Calibrazione periodica su fascio incertezza scala ±1.6% A.A Carlo Dionisi FNSN II 31

32 Schema degli eventi A.A Carlo Dionisi FNSN II 32

33 Produzione di W (+,-) e Z 0 in Collisioni Adroniche Osservati per la prima volta al collisionatore p-pbar al CERN nel A.A Carlo Dionisi FNSN II 33

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36 Discovery of the W Boson A.A Carlo Dionisi FNSN II 36

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38 Evento W µν (solo UA1) A.A Carlo Dionisi FNSN II 38

39 W l ν l trascurando il moto trasversale della W (piccolo) p e = m W /2 dn dθ * Misura di M W p T e trasf.coordinate dn = dn dθ * dp T dθ * dp T e LAB W ν e A.A Carlo Dionisi FNSN II 39 p T e W ν e θ e CM. W p Te è il medesimo nei due riferimenti = (m W /2) sin θ* Distribuzione angolare di decadimento nel CM nota dn dp T = Picco Jacobiano per p Te = m W /2 Picco Jacobiano per p T missing = m W /2 m W p T 2 dn dθ * Il moto trasversale della W (p TW 0) sbrodola il picco, ma non lo cancella. La misura della m W si basa sulla misura dell energia del picco o del suo fronte di discesa

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42 Massa trasversale M l 2 p p lν ν T T T ( 1 cos φ ) φ angolo tra elettrone e neutrino nel piano trasverso UA2 ha miglior controllo della calibrazione del calorimetro. Piccole celle, calibrate su fascio periodicamente Per entrambi errore sistematico = incertezza su scala dell energia UA1 M W =82.7±1.0(stat)±2.7(syst) GeV Γ W <5.4 GeV UA2 M W =80.2±0.8(stat)±1.3(syst) GeV Γ W <7 GeV A.A Carlo Dionisi FNSN II 42

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44 Aspettative per lo Z SU(2)XU(1) predice massa e larghezza della Z M Z = M W cosθ W = 91.6 ± 0.7 GeV Γ Z = 2.54 GeV L annichilazione di un quark e un antiquark in Z è descritta dagli stessi grafici che descrivono ν μ Ν adroni (senza µ) Altri stati finali µ + µ, τ + τ, qq bar Il calcolo di QCD (incertezze) della sezione d urto da σ = GeV 10 ( pp Z e e ) Un ordine di grandezza più piccola che per la W, ma stati finali con 2, non 1 particella carica A.A Carlo Dionisi FNSN II 44

45 A.A Carlo Dionisi FNSN II 45

46 Misura di M Z Z 0 e + e, μ + μ E 1 (e, µ ) 2 2 r r 2 m = ( E + E ) ( p + p ) = = E + E + 2E E p p 2 p p cosθ EE (1 cos θ ) 1 2 θ m 2 4E 1 E 2 sin 2 θ /2 m = σ E 1 σ m ( ) E 1 2 ( ) + σ E 2 E σθ 2 E () 2 (e +, µ + ) tanθ /2 m = σ E 1 σ m ( ) E 1 2 ( ) + σ E 2 E 2 2 () + σθ tanθ /2 2 θ 100Þ tan θ 2 A.A Carlo Dionisi FNSN II 46 O(1) θ misurato dalla misura delle tracce σθ () 10 2 Errore su angolo trascurabile, domina quello sulle energie

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51 Polarizzazione della W eν e Nel riferimento del c.m. della W : l energia dell elettrone >> m e. chiralità elicità V A W si accoppia solo a fermioni con elicità antifermioni con elicità + Mom. ang. tot. J=S W =1 J z (iniz.) = λ = 1 J z (fin.) = λ = 1 dσ dω d 1 1, 1 N.B. Se fosse stato V+A [ ] 2 = 1 ( 1+ ) cosθ* 2 dσ dω d 1,1 1 [ ] 2 = 1 ( 1+ cosθ* ) 2 L asimmetria avanti-indietro è conseguenza della violazione di P Per distinguere V A da V+A sono necessarie misure di polarizzazione dell elettrone 2 2 A.A Carlo Dionisi FNSN II 51

52 Polarizzazione della W eν e Selezionati 132 eventi con carica dell elettrone ben definita e p Lν ben determinato dalla cinematica cosθ * = λ λ' JJ+1 ( ) J =1 cosθ * = 1 2 J = 0 cosθ * = 0 [ ] 2 = 1 ( 1+ cosθ* ) 2 dσ dω d 1 1, 1 2 J >1 cosθ * 1 6 cosθ * = 0.43± 0.07 cioè J=1 e elicità massima (λ,λ =±1) A.A Carlo Dionisi FNSN II 52

53 Conclusioni La teoria di Fermi delle interazioni deboli a quattro fermioni, includendo la teoria V-A delle interazioni corrente-corrente, e sostituita dalla teoria unificata delle interazioni elettromagnetiche e deboli sviluppata da Glashow, Weinberg a Salam. Due aspetti importanti della teoria elettrodebole: i) la rottura spontanea della simmetria, che da le masse ai bosoni vettori; ii) La rinormalizzabilita della teoria, che rimuove gli infiniti nel calcolo delle ampiezze dei processi di interazione; sono stati risolti con successo rispettivamente da Higgs e da T Hooft. La validita della teoria e stata provata: i) dalla scoperta delle correnti neutre da parte dell esperimento Gargamelle al CERN ( il primo grande successo del CERN ); ii) dalla osservazione dei Bosoni W e Z agli esperimenti UA1 e UA2 di nuovo al CERN. A.A Carlo Dionisi FNSN II 53