Processo: / Pós Doutorado Júnior. Vigência: 01/12/2012 até 30/10/2013. Marisílvia Donadelli 1 Supervisão: Marco Aurélio Lisboa Leite 2

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Relat ório de Atividades de Pesquisa de P ós-Doutoramento Desenvolvidas Até o

Momento

Processo: 160042/2012-7

P ´os Doutorado J ´unior

Vigˆencia: 01/12/2012 at´e 30/10/2013

Maris´ılvia Donadelli

1

Supervis˜ao: Marco Aur´elio Lisboa Leite

2

Laborat ório de Instrumentaç ão e Part´ıculas

Departamento de F´ısica Geral e Experimental

Instituto de F´ısica

Universidade de S ˜ao Paulo

S˜ao Paulo, SP, 05508-090, Brasil

Outubro de 2013

1_{marisilvia.donadelli@gmail.com} 2_leite@usp.br

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1 Atividades programadas e efetivamente realizadas 1

1 Atividades programadas e efetivamente realizadas

Este relat ório de atividades compreende o per´ıodo de 01/12/2012 até 30/11/2013. Durante o per´ıodo de vigência desta bolsa, destacamos as seguintes atividades:

1. Participação no IX Simp ósio Latino Americano de F´ısica de Altas Energias SILAFAE 2012 (10 -14 de Dezembro de 2012)com apresentação oral de trabalho: Heavy ion physics with ATLAS. URL: http://www.ictp-saifr.org/?page id=3100

2. Viagem ao CERN (Centro Europeu de Pesquisas Nucleares), de 15/01/2013 a 16/02/2013. Como parte de nossas atribuiç ões junto ao grupo de trabalho da Colaboração ATLAS denominado Heavy Ions Working Group, fomos destacados para participarmos do último per´ıodo de coleta de dados do LHC (Large Hadron Collider), antes do in´ıcio das atividades de manutenção do colisor denominado LS 1, de Fevereiro de 2013 a Março de 2015. O referido per´ıodo de coleta de dados foi reservado para colis ões p+Pb a√sN N =5.02 TeV. Desde nossa chegada ao CERN, participamos da fase inicial

do per´ıodo de coleta de dados, validando o menu de triggers usado nas análises que usam o canal de dim úons, além de auxiliarmos na operação e monitoramento do ZDC Zero Degree Calorimeter na sala de controle do ATLAS. Além do trabalho com o ZDC, fomos destacados para particparmos da análise de dados de produção de J/ψ e ψ0 . Todas estas atividades e os resultados produzidos até agora serão detalhados no relat ório cient´ıfico a seguir (Seção 2). Neste per´ıodo fizemos uso do valor da taxa de bancada para pagamento das 6 diárias de manutenção no CERN (região de Genebra).

3. Participação em atividades de divulgação cient´ıfica na Colaboração ATLAS (URL http://atlas-live-virtual-visit.web.cern.ch/atlas-live-virtual-visit/2012/PastEvents.html) com visitas virtuais à sala de controle nas seguintes datas:

• 23 e 24 de Janeiro de 2013. Simp ósio Nacional de Ensino de F´ısica que acontece há mais de 40 anos, tendo por um de seus principais objetivos discutir os diferentes projetos em Ensino de F´ısica no Brasil e no exterior e que possam influenciar e aperfeiçoar o ensino no pa´ıs. A visita virtual ao detector ATLAS foi conduzida pelo Dr. Helio Takai (BNL/USA) que fez a trans-missão do Instituto de F´ısica da Universidade de São Paulo, Dr. Denis Damazio (BNL/USA), Profa. Yara do Amaral Coutinho (UFRJ) e Dra. Maris´ılvia Donadelli (USP), que fizeram a transmissão da sala de controle do experimento ATLAS. Tais visitas podem ser utilizadas como instrumento de est´ımulo ao aprendizado das ciências da natureza pelos professores em suas instituiç ões de origem. URL: http://atlas-live-virtual-visit.web.cern.ch/atlas-live-virtual-visit/2013/SaoPaulo-2013-Pt.html.

• 03 de Julho de 2013. Programa Interdisciplinar de P ós-Graduação em Educação em Ciência na Universidade de São Paulo. Este programa compreende as seguintes áreas : Ensino de F´ısica, Ensino de Qu´ımica e Ensino de Biologia. A visita virtual ao detector ATLAS foi con-duzida pela Dra. Maris´ılvia Donadelli (USP) que fez a transmissão do Instituto de F´ısica da Universidade de São Paulo, pelo Dr. Denis Damazio (BNL/USA), e pela Profa. Yara do Amaral Coutinho (UFRJ), que fizeram a transmissão da sala de controle do experimento ATLAS. Os espectadores deste tour virtual pertencem ao curso ”Complementos ao Eletro-magnetismo”da área de Ensino de F´ısica. Um total de 21 estudantes e a Profa. Suzana Salém Vasconcelos, responsável pela disciplina, participaram. Estes estudantes são, na sua maioria, professores de ensino médio em escolas p úblicas e privadas do estado de Estado de São Paulo. URL: http://atlas-live-virtual-visit.web.cern.ch/atlas-live-virtual-visit/2013/SaoPaulo2013-Pt.html.

• 05 de Setembro de 2013. Visita destinada a um grupo de 10 alunos do 1◦_{ano do ensino m´edio}

do Colégio Novo Rumo em Guarulhos, São Paulo. Ao final do ano letivo, estes alunos orga-nizarão uma apresentação sobre o LHC, e qual o impacto de suas descobertas para a humani-dade. Esta apresentação será destinada aos demais alunos do referido colégio e à comunidade em geral. Os mesmos alunos estiveram no Instituto de F´ısica da USP fazendo um minicurso sobre aceleradores de part´ıculas no Pelletron, o acelerador do Instituto. A visita virtual ao detector ATLAS foi conduzida pela Dra. Maris´ılvia Donadelli (USP) que fez a transmissão

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2 Relat ´orio cient´ıfico 2

do Instituto de F´ısica da Universidade de S˜ao Paulo, pelo Dr. Denis Damazio (BNL/USA), e pela Profa. Yara do Amaral Coutinho (UFRJ), que fizeram a transmiss˜ao da sala de controle do experimento ATLAS. URL: http://atlas-live-virtual-visit.web.cern.ch/atlas-live-virtual-visit/2013/Guarulhos-2013-Pt.html.

4. Participação no XXXIV Encontro Nacional de F´ısica de Part´ıculas e Campos (26-30 de Agosto de 2013)promovido pela Sociedade Brasileira de F´ısica, com apresentação oral de trabalho: J/ψ and ψ0Production in p+Pb Collisions at√sN N =5.02 TeV with the ATLAS Detector.

5. Viagem ao CERN (Centro Europeu de Pesquisas Nucleares), de 25/10/2013 a 25/11/2013, para participar de reuni ões de trabalho com o grupo de análise de m úons Muons Combined Performance Group para tratar dos resultados de validação da 3a. cadeia de m úons, que será abordada neste relat ório. Neste per´ıodo faremos uso do valor da taxa de bancada para pagamento das 6 diárias de manutenção no CERN (região de Genebra).

2 Relat ´orio cient´ıfico

2.1 Motiva¸c˜ao

O ATLAS apresenta um rico programa de f´ısica de quarks pesados (charm e bottom) com resultados que podem contribuir para um melhor entendimento da QCD. Usando dados de colis ões p+p , e Pb+Pb desde o in´ıcio das operaç ões do LHC, muitos resultados previstos, e também provenientes de novas buscas foram produzidos [1–9], trazendo importantes elucidaç ões aos modelos te óricos com renovadas pers-pectivas para a f´ısica de colis ões p+A [10].

Sendo assim, o ´ultimo per´ıodo de coleta de dados do LHC, reservado para colis ˜oes p+Pb a√sN N =5.02

TeV, tem por uma de suas motivaç ões o estudo das propriedades relacionadas à produção e absorção de estados de quarkonium tais como J/ψ e ψ0na matéria nuclear fria em energias de colisão sem preceden-tes quando comparadas a resultados de outros experimentos [11]. Neste relat ório também destacaremos o desempenho do ZDC neste per´ıodo.

2.2 O Detector ATLAS

O experimento ATLAS [12] é um detector de prop ósito geral, que consiste de um detector interno - Inner Detector (ID), um sistema de calorimetria com seç ões eletromagnética e hadr ônica e um espectr ômetro de m úons - Muon Spectrometer (MS). O ATLAS utiliza um sistema de coordenadas (x, y, z) com origem no ponto de interação nominal. O eixo z situa-se ao longo do tubo de feixe, o eixo x aponta para o centro do anel do LHC e o eixo y aponta para cima. Coordenadas cil´ındricas ( r, φ ) são usadas no plano transverso, sendo φ o ângulo azimutal em torno do tubo de feixe e a variável pseudorapidez definida como η = -ln tan(θ/2), onde θ é o ângulo polar.

O detector interno (ID) que circunda diretamente o ponto de interação é formado pelo Silicon Pixel Detector (Pixel), pelo Silicon Microstrip Detecor (SCT) além de um detector de radiação de transição -Transistion Radiator Tracker (TRT), todos imersos num campo magnético axial de 2 T. A cobertura em pseudorapidez do detector interno abrange |η| < 2.5 sendo cercado por um sistema de calorimetria com seç ões eletromagnética e hadr ônica.

O sistema de calorimetria do ATLAS é um dos mais sofisticados já concebidos. Aproximadamente 200 mil canais [12] comp õem os calor´ımetros eletromagnético e hadr ônico, proporcionando alta segmen-tação e hermeticidade com cobertura azimutal completa na região |η| < 5. Além de fornecer medidas de energia e posição das part´ıculas, os calor´ımetros estão presentes no n´ıvel 1 de trigger (L1) do A-TLAS. Na região central ou ’barril’, o ATLAS utiliza o calor´ımetro de arg ônio l´ıquido (LAr) para a seção eletromagnética e o calor´ımetro de ’telhas’ cintilantes (Tile) para a seção hadr ônica. As altas doses de radiação na região dianteira requerem o emprego de arg ônio l´ıquido nos calor´ımetros eletromagnéticos, nos calor´ımetros hadr ônicos da ’tampa’ e nos dianteiros (LAr hadronic end-cap and FCal).

Os Minimum Bias Trigger Scintillators (MBTS) são constitu´ıdos por dois conjuntos de 16 cintiladores instalados face a face com os criostatos do calor´ımetro de ’tampa’ (end-cap), e são utilizados como trigger de eventos de atividade m´ınima ou minimum-bias, além de medirem o tempo e a energia depositada por traços de part´ıculas carregadas.

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2.3 In´ıcio das colis ˜oes p+Pb no LHC 3

O calor´ımetro é cercado por um grande espectr ômetro de m úons (MS) imerso num sistema magnético de geometria toroidal e que é composto por uma combinação de tubos de arrasto (Monitored Drift Tubes - MDTs) e câmaras Cathode Strip Chambers (CSCs), sendo projetado para fornecer medidas precisas de posição no plano de deflexão para |η| < 2.7 . Além disso, as câmaras Resistive Plate Chambers (RPCs) e as câmaras Thin Gap Chambers (CTGs) com uma resolução de posição menos precisa, mas com um tempo de resposta rápido, são utilizadas para trigger de m úons na faixa de |η| < 1.05 e 1.05 < |η| < 2.4 respectivamente. As RPCs e as CTGs são também utilizadas para fornecer medidas de posição na região do plano sem deflexão, além de melhorar a reconstrução de traços. Medidas de momento no MS são baseadas em segmentos de traços fomados em pelo menos duas das três estaç ões das MDTs e das CSCs. O ATLAS também emprega um conjunto de detectores denominados ’dianteiros’ (em função de sua localização em região de pseudorapidez elevada) responsáveis pela medida de luminosidade, identifica-ção dos processos difrativos (em colis ões p+p ) e determinaidentifica-ção da centralidade da colisão (em Pb+Pb e p+Pb ), além de participarem da seleção de eventos integrando o n´ıvel 1 de trigger L1. Cobrindo o intervalo 5.6 < |η| < 6.0 encontra-se o LUCID (Luminosity Cerenkov Integrating Detector) localizado a 17 m do ponto de interação e o Calor´ımetro a Zero Grau ou ZDC (Zero Degree Calorimeter), a 140 m do ponto de interação. O ZDC cobre uma região de pseudorapidez |η| > 8.3 e a posição deste calor´ımetro permite medir apenas part´ıculas neutras (f ótons e nêutrons) produzidas nas colis ões, sendo sua sua instalação motivada pelo programa de ´ıons pesados do ATLAS.

O sistema de trigger do ATLAS apresenta três n´ıveis: o trigger de n´ıvel 1 (L1) baseado em hardware e o High Level Trigger (HLT) com dois estágios: o trigger de n´ıvel 2 (L2) e o filtro de eventos Event Filter (EF). Em particular, para a análise de produção de J/ψ e ψ0_{no n´ıvel 1, o trigger de m úons procura por padr ões}

de hits que satisfaçam diferentes limiares de momento transverso usando as RPCs e as TGCs. A região de interesse (Region of Interest - RoI) em torno destes hits de n´ıvel 1 serve então como uma semente para a reconstrução de m úons via HLT, quando algoritmos dedicados são usados para incorporar as informaç ões tanto do MS como do ID, alcançando posição e resolução de momento pr óximos daqueles fornecidos pela reconstrução de m úons feita online.

2.3 In´ıcio das colis ˜oes p+Pb no LHC

O in´ıcio do ano de 2013 trouxe um novo tipo de colisão no LHC: aquela entre pr ótons e n úcleos e que permitiu ao experimento ATLAS acessar o estudo da matéria nuclear fria. As primeiras colis ões assimétricas p+Pb que ocorreram em setembro de 2012 durante a fase-piloto trouxeram dados valiosos, tanto do ponto de vista da f´ısica, como para o preparo dos subsistemas para as 4 semanas de coleta de dados que viriam em 2013. A pequena amostra de dados de 2012 já revelou fen ômenos interessantes, com resultados que desperataram ainda mais interesse e que sem d úvida validaram o pr óximo per´ıodo de coleta de dados em colis ões p+Pb [13, 14].

Em Janeiro de 2013, o detector ATLAS foi colocado em operação com atividades de recomissio-namento tendo in´ıcio em 4 de Janeiro. No dia 7 de Janeiro, o sistema de refrigeração já estava em funcionamento e os primeiros dados com m úons c ósmicos já estavam sendo tomados.

Um dos principais focos de trabalho do Heavy Ions Working Group do ATLAS residiu na adequação do menu de triggers, já que comparada com as colis ões n úcleo-n úcleo, a assimetria da colisão p+Pb re-sulta numa f´ısica com diferentes intensidades de feixes, o que representa lidar com menus de trigger dedicados. Existem aproximadamente 4000 interaç ões por segundo das quais 200 são gravadas quando se colide Pb+Pb . Entretanto, em colis ões p+Pb existem 2 000 000 de interaç ões por segundo, das quais 1000 são gravadas. Por este motivo, a fase-piloto de Setembro de 2012 foi fundamental para que todos estes estudos de trigger pudessem ter in´ıcio, pois forneceu uma idéia das taxas que seriam encontradas quando das colis ões a partir de Janeiro.

Ao longo deste relat ório mostraremos que nossa análise utiliza os dados de colis ões p+Pb que ocorre-ram em duas orientaç ões de feixe. A primeira, denotada ’per´ıodo A’ ou ’orientação p+Pb ’, com bunches de pr ótons de energia E = 4 TeV no feixe 1 (com sentido do lado A para o lado C do ATLAS) colidindo com bunches de energia E = Z × 4 TeV para o n úcleos de Pb no feixe 2. A energia do feixe por-n úcleon para o n úcleo de Pb é (Z/A) × 4 TeV = 1.58 TeV. A energia do referencial do centro de massa resultante para o pr óton é√sN N =5.02 TeV e sofre um boost com respeito ao referencial do laborat ório com um

deslocamento em rapidez de ∆y = -0.465. Ou seja, y∗_{= 0 coincide com y}

lab= -0.465. O LHC operou com

esta configuração a maior parte do mês de Janeiro.

O segundo modo de operação, denotado ’periodo B’ ou configuração Pb+p, apresenta a mesma cinemática para o pr óton e o n úcleo mas agora com troca entre o sentido dos feixes (pr ótons no feixe 2,

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2.4 Resultados preliminares em produ¸c˜ao de quarkonia 4

n úcleos no feixe 1). O LHC operou com esta configuração até meados de Fevereiro.

2.4 Resultados preliminares em produ¸c˜ao de quarkonia

Dada a excelente performance do LHC, n ós enviamos para aprovação da Colaboração ATLAS em 25 de Janeiro, dois resultados preliminares que mostram a possibilidade de estudo de produção de quarko-nia em colis ões p+Pb a√sN N =5.02 TeV. Este resultado culminou com a nossa dedicação à análise da

produção dos mésons J/ψ e ψ0a convite do Heavy Ions Working Group. N ós apresentamos a distribuição de massa invariante de pares de m úons de cargas opostas no espaço de fase correspondendo a |ηµ_{| <}

2.5 e pµT >3 GeV, na região ao redor do pico do méson J/ψ . Para o ajuste, uma função Crystal Ball3foi

usada para o pico do J/ψ , e uma gaussiana para o pico do ψ0 , para o fundo, uma função exponencial foi usada. Para este resultado, ao menos um dos single muon triggers de diferentes limiares: EF mu2 ou EF mu4ou EF mu8 ou EF mu10 foi solicitado para cada evento. Quando a submissão deste resultado foi feita, o ATLAS já havia acumuladoR Ldt = 4 nb−1_{de luminosidade integrada, quando o resultado}

foi aprovado em 31/01/2013, a luminosidade acumulada j´a atingiaR Ldt = 13 nb−1_{. Tamb´em}

submete-mos para a Colaboração o resultado que submete-mostra a distribuição de massa invariante estendida de pares de m úons de cargas opostas no espaço de fase correspondento a |ηµ_{| < 2.5 e que dispararam um single}

muon trigger. Detalhes a respeito do ajuste que foi usado na análise serão abordados na Seção 2.11.4. E os resultados aqui dicutidos, são encontrados na página p ública do ATLAS:

https://twiki.cern.ch/twiki/bin/view/AtlasPublic/HeavyIonsPublicResults#Combined Performance Plots.

2.5 O ZDC em colis ˜oes Pb+Pb e p+Pb

O ZDC é uma importante contribuição do Heavy Ions Working Group para o sistema de detecção ATLAS. A principal motivação para a sua construção é a de servir como um trigger de eventos Pb+Pb com alta eficiência e baixo sinal de fundo, além de ser usado para caracterização da centralidade da colisão e para a medida da luminosidade absoluta. A centralidade da colisão reflete o parâmetro de impacto evento por evento entre os n úcleos que colidem. Para um dado parâmetro de impacto, os nucleons partici-pantes residem na região de superposição, enquanto que o resto dos nucleons continuam adiante como espectadores. Eventos centrais, com os menores parâmetros de impacto, apresentam o maior n úmero de participantes, mas produzem menos nêutrons espectadores na região dianteira mais afastada. Eventos periféricos, com grande parâmetro de impacto, produzem um n úmero muito maior de espectadores. A energia total transversa depositada nos calor´ımetros do ATLAS e a amplitude de sinal proveniente do ZDC retratam este fen ômeno. A correlação corresponde ao efeito entre interaç ões hadr ônicas dos n úcleos que colidem e as interaç ões Coulombianas dos n úcleos em colis ões ultraperiféricas, UPC (Ul-traperipheral Collisions). Para valores baixos de ET, os eventos provêm primariamente de UPC através

da troca de um ou mais f ótons, excitando um ou ambos os n úcleos, que subsequentemente é desexci-tado através da emissão de nêutrons, sendo que estes últimos continuam a se propagar em diereção à região de rapidez dianteira. Para estas reaç ões, o n úmero de nêutrons que impactam o ZDC pode ser elevado, e.g., até algumas dezenas de nêutrons. Neste caso, pouca energia é depositada no res-tante do detector ATLAS. Sinais com valors elevados de ET indicam interaç ões hadr ônicas dos n úcleos,

que geram dep ósitos de energia no restante do ATLAS, e que podem ser bastante elevados. Colis ões periféricas que envolvem interaç ões hadr ônicas (distinguindo-se daquelas inteiramente Coloubianas) ocorrem para valores menores de ET e estas também depositam elevado n úmero de nêutrons no ZDC.

Isto ocorre porque a maioria dos nêutrons continuam a se mover em direção às regi ões de rapidez dian-teira com praticamente a mesma energia que antecedia a colisão, como quase espectadores da colisão. Colis ões hadr ônicas mais centrais tendem a ter muito menos espectadores, deixando pouco na direção dos fragmentos nucleares que se dirigem para as regi ões dianteiras. Desta maneira, a deposição de energia no ZDC diminui com o aumento de ET.

Com uma luminosidade integrada acumulada de aproximadamenteR Ldt = 9 nb−1 _{durante o run}

de p+Pb em 2013, procedemos com o estudo da correlac¸˜ao entre a energia depositada nos lados A e C do ZDC com a energia depositada no FCal 3.2 < |η| < 4.9. Para este resultado, os eventos foram selecionados com os dados do Minimum Bias stream, usando o trigger de atividade m´ınima L1 MBTS 1 1

3_{Assim denominada segundo a colaboração de mesmo nome, é uma função de densidade de probabilidade comumente}

em-pregada para modelar v´arios processos de perda de energia em f´ısica de altas energias. Ela consiste de uma gausiana para o pico e uma exponencial para a ’cauda’.

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2.5 O ZDC em colis ˜oes Pb+Pb e p+Pb 5

e o trigger de n´ıvel 1 do lado A do ZDC: L1 ZDC A e L1 ZDC C para o ’per´ıodo A’ de orientação do feixe. Efeitos de gás do feixe e interaç ões fotonucleares são suprimidos com o requisito de pelo menos um hit nos contadores MBTS em cada lado do ponto de interação com uma diferença temporal máxima de 10 ns: MBTS timing < 10 ns. As Figuras 1 (a) e 1 (b) mostram os resultados para feixes estáveis com configuração de 8 × 8 bunches. Podemos perceber a diferença no valor de deposição para a correlação descrita por conta da assimetria do sistema que colide.

(a) (b)

Figura 1:Correlação da distribuição de energia (a) no lado A do ZDC (lado do Pb) com a soma de energia no FCal A e (b) no lado C do ZDC (lado do p) com a soma de energia no FCal C. Os dados correspondem a feixes estáveis com configuração de 8 × 8 bunches.

Com o mesmo conjunto de dados e luminosidade integrada acumulada de aproximadamenteR Ldt = 9 nb−1 durante o run de p+Pb em 2013, procedemos com o estudo da distribuição de energia no lado A do ZDC (lado do Pb), que pode ser visto na Figura 2(a) depois de corrigir os pesos dos m ódulos por conta da assimetria da colisão que origina diferentes respostas dos mesmos. Em preto estão os eventos selecionados a partir do trigger de minimum bias MBTS 1 1 e do corte MBTS timing < 10 ns. Em vermelho, os eventos minimum bias selecionados, mas que também passaram pelo trigger de n´ıvel 1 do ZDC, L1 ZDC A. O quadro em destaque na Figura 2(a) mostra a amplificação dos sinais de mais baixa amplitude, onde pode-se perceber até 3 picos vis´ıveis na distribuição, correpondendo a medidas de um, dois e três nêutrons (1N, 2N e 3N) emitidas na direção dianteira. Na Figura 2(b) pode-se ver a distribuição de energia no lado C do ZDC (lado do p). Em preto estão os eventos selecionados a partir do trigger de minimum bias MBTS 1 1 e do corte MBTS timing < 10 ns. Em vermelho, os eventos minimum bias selecionados mas que também passaram pelo trigger de n´ıvel 1 do ZDC, L1 ZDC C. Para operar eficientemente no lado do pr óton, é necessário manter o lado C do ZDC com maior ganho, de tal forma que as escalas de energias do lado A e do lado C sejam diferentes. Os dados correspondem a feixes estáveis com configuração de 8 × 8 bunches.

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2.5 O ZDC em colis ˜oes Pb+Pb e p+Pb 6

(a) Lado A do ZDC (b) Lado C do ZDC

Figura 2:Medidas de amplitude de sinais nos lados do ZDC. Em (a) (lado do Pb) pode-se ver a amplificação dos sinais de mais baixa amplitude, com até 3 picos vis´ıveis na distribuição, correpondendo a a medidas de um, dois e três nêutrons (1N, 2N e 3N) emitidas na direção dianteira. (b) Lado C (lado do p), que operou com maior ganho para se adequar à assimetria da colisão em termos de energia.

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2.6 Identifica¸c˜ao de m ´uons no detector ATLAS 7

2.6 Identifica¸c˜ao de m ´uons no detector ATLAS

O espectr ômetro de m úons (MS) do detector ATLAS pode ser visto em mais detalhes em [12]. A configuração inicial mostra o espectr ômetro com seus 4 subsistemas ou câmaras: as de medidas de precisão de traços, Monitored Drift Tubes, Cathode Strip Chambers (MDT’s e CSC’s) e as câmaras de trigger, Resistive Plate Chambers, Thin Gap Chambers (RPC’s e TGC’s).

O detector ATLAS faz uso de pelo menos quatro classes de m úons reconstru´ıdos [15]. Em nossa análise usaremos a classe m úon Combined (CB). Nela, a reconstrução do traço é feita independentemente no detector interno ID e no espectr ômetro de m úons MS, e um traço combinado é formado com cober-tura |η| < 2.65.

O ATLAS apresenta três objetos e coleç ões de m úons no n´ıvel do desenvolvimento do software de análise de dados:

staco: o momento do m úon é obtido a partir de uma combinação estat´ıstica de traços reconstru´ıdos pelo ID e pelo MS;

muid: o momento do m úon CB é resultado de um ajuste simultâneo do traço com os hits do ID e do MS. Os critérios de hits são menos rigorosos.

mu: combinação otimizada das coleç˜es staco e muid. Será a coleção default do ATLAS no Run II.

2.7 Sele¸c˜ao de eventos para an´alise de J/ψ e ψ

0

O grupo de qualidade do ATLAS (data quality group) monitora a funcionalidade do detector como um todo, seja durante a tomada de dados (online), ou ap ós a reconstrução (offline). Baseada nestes critérios de funcionalidade, uma lista de per´ıodos de tomada de dados que são considerados de qualidade para serem usados nas análises é gerada e é denominada como GoodRunsList (GRL). O GRL para o per´ıodo completo de tomada de dados p+Pb , extra´ıdo a partir do arquivo de extensão xml:

data13 hip.periodAllYear DetStatus-v60-pro15 DQDefects-00-01-00 PHYS HeavyIonP All Good.xml. Efeitos de gás do feixe e interaç ões fotonucleares são suprimidos com o requisito de pelo menos um hit nos contadores MBTS em cada lado do ponto de interação com uma diferença temporal máxima de 10 ns:

MBTS timing < 10 ns

A seção de choque p+Pb inelástica apresenta contribuiç ões significativas de processos eletromagné-ticos e difrativos, e para a remoção destas contribuiç ões, uma análise de gap de rapidez, similar àquela feita em medidas de difração em colis ões p+p [16] foi aplicada aos dados de p+Pb , e os detalhes podem ser encontrados em [17]. O gap de rapidez ∆ηPbno lado da fragmentação nuclear tem que ser menor

que 2.1 na seleção de eventos, o que reduz o n úmero de eventos consistentes com excitação difrativa única ou dissociação eletromagnética do pr óton:

∆ηPb<2.1.

Al´em dos requisitos anteriores, em cada evento ao menos um v´ertice reconstru´ıdo foi selecionado: vx n ≥1,

mas com rejeic¸˜ao de empilhamento: vx n <2.

2.8 Centralidade em colis ˜oes p+Pb

Em colis ões p+Pb a geometria da colisão é classificada em termos do n úmero de nucleons participantes no n úcleo de Pb (Npart, contando o pr óton como um dos participantes). Em [17] uma correlação é feita

com a atividade de soft underlying event que é caracterizado pela soma das energias transversas medidas na direção seguida pelo chumbo,P EPb

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2.9 Trigger para a produ¸c˜ao de J/ψ e ψ0 8

Bin de centralidade intervaloP EPb T [GeV] 0-10 % >53.69 10-20 % [40.01,53.69] 20-40 % [24.07,40.01] 40-90 % [2.555,24.07] Tabela 1: Intervalos deP EPb

T para selec¸ ˜oes de classes de centralidade.

atividade de evento, denominados centralidade, obedecendo a critérios similares a aqueles discutidos na Seção 2.5, em colis ões Pb+Pb . Por convenção, eventos centrais apresentam pequeno percentual % e maior atividade, ou seja, maior quantidade de energia depositada no FCal, enquanto que eventos periféricos apresentam grande percentual de centralidade e menor atividade.

Em nossa análise utilizamos 4 bins de centralidade: 40-90%, 20-40%,10-20% e 0-10% a partir da análise feita em [17]. O bin mais periférico, correspondendo a 90-100%, foi exclu´ıdo da análise devido a incertezas com relação à sua composição e eficiência de reconstrução. A Tabela 1 mostra os intervalos de energia depositados no FCal para cada classe de centralidade que utilizamos em nossa análise.

2.9 Trigger para a produ¸c˜ao de J/ψ e ψ

0

Como já descrito na Seção 2.6, o ATLAS apresenta três objetos e coleç ões de m úons no n´ıvel do desen-volvimento do software de análise de dados: staco, muid e mu. Para podermos dar in´ıcio à validação da coleção mu, recentemente implementada, procedemos com a análise desta no n´ıvel do L1MU0, o mais baixo limiar de pT , e que corresponde à conectividade limite nas câmaras de trigger, usando o stream

Minimum Bias de todo o per´ıodo de coleta de dados.

Em seguida, procedemos com a análise em quatro limiares de trigger no n´ıvel do filtro de eventos EF, usando os dados do stream Hard Probes. Para cada um dos limiares de trigger, o candidato a m úon e o container do objeto trigger eram associados ao filtro de eventos EF correspondente dentro de um cone de resolução espacial ∆R =p(∆φ)2_{+ (∆η)}2_<_{0.2 . Os limiares de p}

T = 2GeV e 4 GeV apresentavam

fatores de atenuação variáveis ao longo de todo o run, considerando as diferentes orientaç ões do feixe, como descrito na Seção 2.3, enquanto que os limiares pT = 8 GeV e 10 GeV não apresentavam fator

algum para o mesmo per´ıodo. Os três últimos limiares de trigger não são relevantes para a análise de produção de J/ψ e ψ0. Mas é parte de nossas atribuiç ões junto ao Heavy Ions Working Group a validação da coleção mu no menu de triggers de m úons usados nas análises do grupo.

Ap ós a comparação entre as coleç ões de m úons em diferentes configuraç ões de trigger, limiares de pT e stream de dados para a validação da coleção mu, passamos à determinação da eficiência de trigger

para a análise de J/ψ e ψ0. Os eventos são selecionados com um trigger de pares de m úons no n´ıvel do EF (Event Filter) denominado full-scan dimuon trigger que não apresentava fator de atenuação ao longo de todo o per´ıodo de coleta de dados. O requisito no n´ıvel 1 L1, é o de que um único m úon dispare o trigger sem limiar de pT . O requisito no n´ıvel do EF é o de pelo menos dois m úons com pT >2GeV.

Não há trigger de n´ıvel 2 L2, e no n´ıvel do EF, uma reconstrução do m úon com full-scan é realizada. O EF não apresenta associação com o n´ıvel 1 L1.

2.10 M ´uons

Os candidatos a m úons são formados por traços reconstru´ıdos do ID e que são associados com traços reconstru´ıdos no MS. O algoritmo de reconstrução que utilizamos é o da coleção mu. Cada m úon é selecionado com os requisitos mais restritivos: |η| < 2.4 e pT >3 GeV considerando os per´ıodos A e B

de orientação do feixe. Como os eventos são selecionados por um trigger de pares de m úons (dimuon trigger), ambos os m úons reconstru´ıdos devem ser consistentes com um objeto m úon no trigger de mais alto n´ıvel. O traço do m úon offline deve estar associado com um traço de uma part´ıcula que disparou o trigger dentro de um cone de dR =p(∆η)2_{+ (∆φ)}2_<_0.2.

Para a seleção offline do m úon, utilizamos a cadeia combined - CB. Os parâmetros de impacto longi-tudinal e transversal no vértice primário devem ser menores que 6 mm, (d0<6mm , z0senθ < 6 mm) e

(10)

2.11 Produ¸c˜ao de J/ψ e ψ0 9

2.11 Produ¸c˜ao de J/ψ e ψ

0

A massa invariante do par de m úons é constru´ıda a partir da combinação de m úons carregados da coleção mu que passam pelo critério de seleção descrito em 2.10. O intervalo de massa invariante se localiza entre 2.0 e 4.2 GeV. Os pares de m úons cuja massa invariante estão entre 2.9 e 3.2 GeV são os candidatos a J/ψ , enquanto que os pares que se encontram entre 3.5 e 3.8 GeV são os candidatos a ψ0 . Outras fontes poss´ıveis inlcuem m úons de cargas opostas provenientes de decaimento de sabor pesado, pares provenientes de processos Drell-Yan, além de combinaç ões rand ômicas de m úons que podem gerar uma massa invariante na região de interesse.

2.11.1 Simula¸c˜ao Monte Carlo

Simulaç ões foram feitas para a obtenção da eficiência de reconstrução de m úons, a partir do método tag & probe que discutiremos na Seção 2.11.3. O gerador de eventos PYTHIA 8 foi usado para pro-duzir decaimentos J/ψ no canal de dim úons tanto para a produção denominada prompt como para a aquela proveniente de decaimentos b-hadron. A implementação de subprocessos na produção prompt de J/ψ foi feita obedecendo ao formalismo do Modelo Octecto de Cor NRQCD. Esta produção inclui interaç ões ’duras’ (hard interactions), assim como contribuiç ões radiativas provenientes do decaimento de χc→ J/ψ γ que juntas podem ser distintas daquela proveniente da produção de J/ψ via decaimento

b-hadron. As funç ões de densidade part ônica que foram usadas são: CTEQ61L [18], como mostra a seleção a seguir:

mc12 5TeV.147748.Pythia8B AU2 CTEQ6L1 pp Jpsimu2mu2.recon.NTUP HI.e2086 s1675 s1586 r4893; mc12 5TeV.147748.Pythia8B AU2 CTEQ6L1 pp Jpsimu2mu2.recon.NTUP HI.e2080 s1675 s1586 r4893; mc12 5TeV.147749.Pythia8B AU2 CTEQ6L1 bb Jpsimu2mu2 pth4.recon.NTUP HI.e2086 s1675 s1586 r4893; mc12 5TeV.147749.Pythia8B AU2 CTEQ6L1 bb Jpsimu2mu2 pth4.recon.NTUP HI.e2080 s1675 s1586 r4893.

A resposta do detector ATLAS foi simulada usando GEANT4 [19]. Os eventos são reconstru´ıdos com os mesmos algoritmos usados nos dados reais. O sinal é gerado em colis ões p+p , e as part´ıculas simuladas sofrem o boost ap ós a geração. Como os dados foram tomados com duas orientaç ões do feixe, duas amostras de Monte Carlo para validação foram criadas, com boost de magnitude ∆y = 0.465, com diferente sinal. A Tabela 2 mostra o resumo das amostras de validação. No momento da elaboração deste relat ório não há ainda amostras de MC de validação prontas para o méson ψ0_{, e no caso do méson}

J/ψ , amostras com um total de 50 M de eventos foram solicitadas para produção com as mesmas caracter´ısticas das amostras de validação. Ambas ainda estão em fase de produção com sobreposição de dados p+Pb .

Categoria Per´ıodo A (eventos) Per´ıodo B (eventos)

J/ψ → µ+_µ− _{1 M} _{1 M}

B → J/ψ → µ+_µ− _{0.5 M} _{0.5 M}

Total 1.5 M 1.5 M

Tabela 2: Amostra de validação de dados Monte Carlo para o méson J/ψ , com o n úmero de eventos gerado para cada per´ıodo de configuração do feixe.

Para o cálculo da aceitância no espaço de fase completo do detector faz-se necessário amostras de MC do gerador PYTHIA 8 acopladas a total simulação GEANT 4 da resposta do detector ATLAS para a geração dos mésons J/ψ e ψ0 . Portanto, as correç ões aplicadas até o momento de elaboração deste relat ório são de eficiência de trigger e de eficiência de reconstrução de m úons. A cada candidato de J/ψ e ψ0foi aplicado o seguinte peso:

w−1 = reco( pT , η) × µ+

trig( pT +µ, η+µ) × µ−

trig( pT −µ, η−µ) (1)

O primeiro termo é a eficiência de reconstrução expressa em função de pT e η utilizando-se as

variáveis de pares de m úons. O segundo e o terceiro termos ser referem à eficiência de trigger, para cada m úon, de carga positiva e carga negativa. Cada termo será descrito nas pr óximas seç ões.

(11)

2.11 Produ¸c˜ao de J/ψ e ψ0 10

2.11.2 Eficiˆencia de trigger

A seleção de eventos requer que um dimuon trigger seja disparado, de tal forma que somente pares de m úons onde ambos os m úons sejam consistentes como sendo a part´ıcula que disparou o trigger são considerados.

A eficiência de trigger usada para corrigir os dados é fatorizada como o produto da eficiência do L1 e do EF. O trigger de n´ıvel 1 L1, requer pelo menos um m úon:

L1= (1 − µ +

L1MU0) × (1 − µ−

L1MU0) (2)

A eficiência L1MU0 é obtida usando-se eventos do stream de Minimum Bias, e é definida como a razão entre os m úons offline que podem ser associados a um objeto de trigger L1MU0 num cone com dR =p(∆η)2_{+ (∆φ)}2 _<_{0.2. O resultado é expresso em bins de p}

T versus q × η onde q ´e a carga do

m úon. A correção para o EF é aplicada novamente para cada m úon: EF 2mu2 EFFS=

µ+

EF 2mu FS× µ−

EF 2mu FS. (3)

O termo EF mu2 FS é obtido usando o stream de dados Hard Probes e em eventos onde o L1MU0 foi disparado. A eficiência full-scan de cada termo EF mu2 FS é obtida como a razão entre o n úmero total de m úons offline que podem ser associados a um objeto L1MU0 e aqueles que podem ser asso-ciados com traços que foram selecionados pelo full-scan dimuon trigger (traços no container do objeto EF 2mu2 EFFS), dentro de um cone dR =p(∆η)2_{+ (∆φ)}2_<_0.2.

Usando-se as equaç ões 2 e 3, a eficiência total aplicada para a correção dos dados com o full-scan dimuon trigger é:

EF 2mu2 EFFS L1MU0= L1M U 0× EF 2mu2 EFFS. (4)

O resultado da eficiência total em função de pT e η foi aplicada a cada m úon e usada como peso para

corrigir os dados reais.

2.11.3 Eficiˆencia de reconstru¸c˜ao

A eficiência de reconstrução para m úons CB (combined) é o produto de três subeficiências independentes:

reco = ID× MS× match (5)

ID é a eficiência com que o sistema de tracking do detector interno ID reconstr ói um traço do m úon;

MS é a eficiência com que o espectr ômetro de m úons MS reconstr ói um traço do m úon;

match é a de associação dos dois traços para formar um traço combinado.

Para a eficiência de reconstrução empregamos o método tag & probe que utiliza qualquer correlação entre dois objetos reconstru´ıdos separadamente, e.g. traços de um decaimento conhecido de uma par-t´ıcula instável. A partir de critérios de seleção restritos para o objeto tag e a correlação com o probe, pode-se garantir a identidade do objeto probe sem cortes diretos e muito restritivos a ele aplicados. Em nossa análise utilizamos o decaimento do J/ψ para a determinação da eficiência de reconstrução usando o referido método por conta do espaço de fase de momento transverso.

O primeiro passo é selecionar um m úon do tipo CB combined utilizando-se informaç ões de hit de todo o detector além de um critério de seleção bastante restritivo. Este será denominado o m úon tag. Então, o m úon probe é selecionado dependendo da subeficiência desejada. Para a eficiência do detector interno (ID), o probe deveria ser um m úon reconstru´ıdo pelo espctr ômetro de m úons MS. As eficiências do MS

e a de associação (MS× match) podem ser medidas juntamente usando-se os traços do ID como probes.

Os m úons tag & probe são consectivamente combinados e critérios posteriores são aplicados. Eles têm que ter cargas opostas, serem originados do mesmo vértice e sua massa invariante tem que coincidir com o valor nominal da massa do méson J/ψ . Na etapa final devemos checar se o m úon probe pode ser associado com um objeto, que novamente depende da subeficiência.

A eficiência do detecor interno ID é a fração entre o n úmero de traços do MS que são associados ao um traço do ID e o n úmero de traços do MS:

ID=

# de trac¸os do MS associados a um trac¸o do ID

(12)

2.11 Produ¸c˜ao de J/ψ e ψ0 11

As eficiências de associação match e do MS são escritas como a fração entre os m úons probe do ID que estão associados a um m úon baseline:

MS× match=

# deprobes do ID associados a muons baseline

# deprobes do ID (7)

A associação entre os probes do ID e os m úons baseline é bem sucedida se a separação espacial entre o m úon probe e o objeto de associação for ∆R < 0.01. Já para a eficiência do ID, ∆R < 0.1. A seguir, os critérios de seleção para a determinação da eficiência de reconstrução usando o método tag & probe, com os cortes usados para as subeficiências:

sele¸c˜ao de eventos: MBTS timing & vx n >1; GRL;

rejeição de eventos difrativos; rejeição de empilhamento. tra¸co de qualidade: Pixel hits > 1; SCT hits ≥6; Pixel holes = 0 ; SCT holes ≤ 2;

para o tag: pT >4GeV;

|η| < 2.5; muon CB; z0sinθ,d0<6mm; χ2/ndof <10; trac¸o de qualidade;

associar o objeto EF do trigger com ∆R < 0.2.

para a eficiência do MS: traço de qualidade; pT >3GeV; |η| < 2.5; z0sinθ,d0<6mm; separação ∆R < 3.5; 2.2 < Mpair<3.6 GeV;

cargas de sinais opostos entre o tag e o probe; traço probe - associação com o m úon CB; mesma carga;

∆R <0.01.

para a eficiˆencia do ID:

ser uma componente do trac¸o no container de m ´uons; pT >3GeV; |η| < 2.5;

z0sinθ,d0<6mm; separac¸˜ao ∆R < 3.5; 2.2 < Mpair<3.6 GeV;

cargas de sinais opostos entre o tag e o probe; m úon probe - associação com o traço do ID; mesma carga;

∆R <0.1.

Com as amostras MC dispon´ıveis para o J/ψ , pudemos proceder com a comparação entre o método tag & probe e a eficiência de reconstrução, (embora parcial) usando as mesmas amostras de validação. Para isso, usamos as amostras de MC para determinar o ’MC tag & probe’ com os mesmos critérios e

(13)

2.11 Produ¸c˜ao de J/ψ e ψ0 12

estrat´egias usadas para os dados. Em seguida, definimos o ’MC matching’ como sendo: M C matching = # de muons truth (|η| < 2.5) associados aos muons offline

# de muons truth (|η| < 2.5) (8) Usamos o mesmo procedimento descrito para os dados reais na determinação da distribuição ∆R para a associação matching no MC. Os resultados para as eficiências MC tag and probe para o MS e ID, em termos de distribuiç ões resultaram em ∆R < 0.01 para a eficiência MS e ∆R < 0.1 para a eficiência ID. A associação matching do truth, MC matching apresenta uma distribuição ∆R < 0.02.

No pr óximo passo dividimos os pares de m úons em duas categorias: aquela em que o probe é re-constru´ıdo como um m úon (’matched’) e aquela na qual não é (’unmatched’). Assim, a eficiência de reconstrução é obtida como a razão entre o n úmero de candidatos a J/ψ no pico da distribuição matched com relação ao n úmero total de candidatos nas duas distribuiç ões. Tanto para a eficiência do MS como para a do ID, utilizamos o seguinte intervalo de pT : [3.0, 3.25, 3.5, 3.75, 4.0, 4.5, 5.0, 7.0, 10.0, 30.0]

produzindo o n úmero de bins onde procedemos com o ajuste do pico de J/ψ para cada distribuição, matched e unmached (failed) em relação ao total de candidatos.

Para a eficiência do MS e do ID, utilizamos uma função Crystal Ball para o ajuste do sinal e um polin ômio de grau 2 para o fundo. O ajuste de máxima verossimelhança ao conjunto de dados é aplicado em ambas as amostras (total-matched) ou (total-unmatched). Em cada ajuste simultâneo das amostras as distribuiç ões são forçadas a terem o mesmo valor médio e largura. Este processo foi repetido para todos os 9 bins de pT , para cada amostra e detector (MS e ID).

Seguindo a equação 5 determinamos a eficiência de reconstrução total usando o método tag & probe para os dados reais (total+unmatched) comparando-a com os resultados do MC tag & probe e MC matching. Os valores da eficiência de reconstrução total foram determinados em função de η e pT para cada m úon

para ser aplicada como peso de correc¸˜ao aos dados reais.

2.11.4 Procedimento de ajuste

Para cada classe de centralidade (Seção 2.11.5) e fatia de pT ×y∗um ajuste de máxima verossimelhança

foi realizado para os pares de m úons no intervalo de massa [2.0,4.2] GeV, através da função CB(m)L G(m) (soma de uma função Crystal Ball e uma função Gaussiana normalizadas e ponderadas). Para este pro-cedimento, usamos o framework ROOT (versão 5.34/07) e o pacote RooFit (versão 3.55) [20]. Para o pico do J/ψ usamos a função Crystal Ball (CB), sendo que o valor inicial da massa coincidia com o valor do PDG 3.096916 GeV [21], mantendo este parâmetro livre para variar dentro do intervalo [2.9, 3.2] GeV com os parâmetros da normalização e da ’cauda’ da CB fixos. Para o ψ0 _{usamos a função Gaussiana}

para o ajuste, sendo que o valor inicial da massa coincidia com o valor do PDG 3.686109 GeV, mantendo este parâmetro livre para variar dentro do intervalo [3.5,3.8] GeV. Para o fundo, usamos uma função exponencial.

2.11.5 Espectro de massa invariante corrigida em classes de centralidade

A Figura 3 mostra o espectro de massa invariante corrigida para pares de m úons selecionados a partir da coleção mu em quatro classes de centralidade (definidas na Seção 2.8). Os peso para cada classe de centralidade foi aplicado segundo a equação 1, para pares de m úons com 6.5 < pT µ

+_µ−

(14)

3 Proposta para o pr ´oximo per´ıodo e cronograma de execu¸c˜ao 13

(a) (b)

(c) (d)

Figura 3: Distribuição de massa invariante corrigida de pares de m úons de cargas opostas no espaço de fase correspondendo a 6.5 < pT µ

+_µ−

<20 GeV para as classes de centralidade: (a) 40-90%, (b) 20-40% GeV, (c) 10-20% e (d) 0-10%.

3 Proposta para o pr ´oximo per´ıodo e cronograma de execu¸c˜ao

Os resultados deste relat ório de atividaddes sinalizam a possibilidade de medida de produção dos mésons J/ψ e ψ0 em colis ões p+Pb num espaço de fase e energia de colisão sem precedentes se com-parados com resultados de outros experimentos [11]. Para podermos dar prosseguimento à análise, entendemos que os seguintes aspectos precisam ser cumpridos:

• para a eficiência de trigger, n ós utilizamos o denominado método inclusivo, descrito no relat ório de atividades. Para a avaliação dos erros sistemáticos, gostar´ıamos de utilizar o método tag & probe na determinação da eficiência de trigger, principalmente na região para pT <10 GeV, e comparar

os resultados obtidos pelos dois m´etodos;

• para a eficiência de reconstrução, n ós precisamos testar outras funç ões de parametrização para os ajustes dos pares tag & probe. Até agora, os resultados têm se mostrado bastante sens´ıveis aos ajustes e ainda não testamos outras funç ões além daquela descrita no relat ório de atividades. Certamente, este estudo contribuirá não s ó para a obtenção da eficiência de reconstrução, mas para uma melhor avaliação dos erros sistemáticos;

• as amostras de MC com total produção tanto para o méson J/ψ como para o méson ψ0_são

funda-mentais para a finalização da eficiência de reconstrução de m úons. A sua produção já foi iniciada pelo grupo do ATLAS responsável pelas simulaç ões ap ós a nossa solicitação;

• a aceitância cinemática A(pT, y) é descrita pela probabilidade de que os m úons de um méson

J/ψ ou ψ0 _{com p}

(15)

3 Proposta para o pr ´oximo per´ıodo e cronograma de execu¸c˜ao 14

usando-se simulaç ões no n´ıvel do gerador de eventos, com aplicação de critérios de seleção em pT e η dos m úons simulados para emular a geometria do detector. Para este cálculo, as amostras

de MC com total produção são fundamentais;

• de posse dos elementos anteriores, poderemos aplicar as correç ões que faltam, ponderando os dados por elas. Os ajustes realizados no espectro de massa invariante por classe de centralidade têm apresentado valores χ2_/ndof_{em torno de 1, dando indicação de que até o presente momento,}

a parametrização escolhida para o ajuste como descrito na Seção 2.11.4 é satisfat ório. Mas os dados de MC vão nos trazer mais informaç ões sobre as larguras dos picos de J/ψ e ψ0 , e certamente, estes resultados farão com que o n úmero de graus de liberdade dos ajustes que realizamos até agora venham a diminuir. A diferenciação dos resultados em fatias de pT ×y∗precisa ser revista,

possivelmente das 12 combinaç ões aqui relatadas outras virão a ser testadas, também em função dos dados do MC, como já justificamos.

• com todas as correç ões aplicadas poderemos extrair a seção de choque de produção de J/ψ e ψ0_em

função de pT, y∗, além de outros observáveis de interesse, como a produção em função do n úmero

de participantes da colião Npart, e também como a razão entre colis ões centrais e periféricas,

de-nominada Rcp[9], uma forma de se avaliar o grau de supressão das distribuiç ões normalizadas de

cada m´eson, reduzindo-se consideravelmente os erros sistem´aticos;

• a validação da terceira coleção de m úons se mostrou bem sucedida. Mas deveremos submeter para a Colaboração todos os resultados discutidos no relat ório de atividades para cada uma das coleç ões de m úons (staco, muid, mu), como parte dos erros sistemáticos da análise em fase final de publicação.

Com relação aos resultados apresentados com o ZDC, há a necessidade de se estender o estudo para todo o conjunto de dados do run de 2013, a exemplo do que fizemos com os resultados de produção de charm ônia, dada a importância do ZDC para a f´ısica de ´ıons pesados.

(16)

REFER ˆENCIAS 15

Referˆencias

[1] ATLAS Collaboration, G. Aad et al., Measurement of the differential cross-sections of inclusive, prompt and non-prompt J/ψ produc-tion in proton-proton collisions at√s = 7TeV, Nucl.Phys. B850, 387 (2011), 1104.3038.

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√

s = 7TeV in ATLAS, Phys.Lett. B705, 9 (2011), 1106.5325.

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Phys.Rev.Lett. 108, 152001 (2012), 1112.5154.

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[5] ATLAS Collaboration, G. Aad et al., Measurement of the b-hadron production cross section using decays to D∗_µ−_X_{final states in}

pp collisions at sqrt(s) = 7 TeV with the ATLAS detector, Nucl.Phys. B864, 341 (2012), 1206.3122. [6] ATLAS Collaboration, G. Aad et al., Time-dependent angular analysis of the decay B0

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CP-violating weak phase φsby ATLAS, JHEP 1212, 072 (2012), 1208.0572.

[7] ATLAS Collaboration, G. Aad et al., Measurement of Upsilon production in 7 TeV pp collisions at ATLAS, Phys.Rev. D87, 052004 (2013), 1211.7255.

[8] ATLAS Collaboration, G. Aad et al., Measurement of the differential cross-section of B+_{meson production in pp collisions at}√_s_{= 7}

TeV at ATLAS, JHEP 1310, 042 (2013), 1307.0126.

[9] ATLAS Collaboration, G. Aad et al., Measurement of the centrality dependence of J/ψ yields and observation of Z production in lead-lead collisions with the ATLAS detector at the LHC, Phys.Lett. B697, 294 (2011), 1012.5419.

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√

sN N = 200

GeV, (2013), 1305.5516.

[12] ATLAS Collaboration, G. Aad et al., The ATLAS Experiment at the CERN Large Hadron Collider, JINST 3, S08003 (2008). [13] ATLAS Collaboration, G. Aad et al., Observation of Associated Near-side and Away-side Long-range Correlations in√sN N=5.02

TeV Proton-lead Collisions with the ATLAS Detector, Phys.Rev.Lett. 110, 182302 (2013), 1212.5198.

[14] ATLAS Collaboration, G. Aad et al., Measurement with the ATLAS detector of multi-particle azimuthal correlations in p+Pb collisions at√sN N=5.02 TeV, Phys.Lett. B725, 60 (2013), 1303.2084.

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[18] J. Pumplin et al., New generation of parton distributions with uncertainties from global QCD analysis, JHEP 0207, 012 (2002), hep-ph/0201195.

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