Relatório de Atividades Desenvolvidas

CNPq - Conselho Nacional de Desenvolvimento Cietífico e Tecnológico

Pós-Doutorado no Exterior

Relatório de Atividades Desenvolvidas

Programa Ciência sem Fronteiras - Processo [246693/2012-6]

Marisilvia Donadelli

Instituto de Física da Universidade de São Paulo

São Paulo Maio de 2016

Relatório de Atividades Desenvolvidas

Marisilvia Donadelli

Instituto de Física da Universidade de São Paulo

Resumo

O LHC (Large Hadron Collider ) se encontra atualmente no período de coleta de dados denominado Run-2 operando num regime de escala de energia sem prece-dentes. Nesta fase, uma nova etapa se abriu para que medidas de precisão como a produção de bósons vetorias possam ser realizadas, por representarem um teste para os métodos de QCD perturbativa no contexto do Modelo Padrão. Medidas

inclusi-vas de seção de choque de produção de bósons W no canal de elétrons W±

→ eν são

apresentadas a partir dos dados do Run-2 de colisões próton-próton a√s = 13 TeV,

no regime de espaçamento de 50 ns entre grupos de prótons e que foram coletados

no ano de 2015, correspondendo a aproximadamente 81 pb−1 _{de luminosidade}

inte-grada. Estudos de projeção para a observação da produção de pares de bósons de Higgs no canal H(→ bb)H(→ ττ) são também apresentados, para uma luminosidade

integrada projetada para atingir 3000 fb−1_{em colisões próton-próton a}√_{s =14 TeV}

no HL-LHC (High Luminosity - Large Hadron Collider ). Estes estudos são basea-dos numa estratégia de corte e contagem de eventos de Monte Carlo simulabasea-dos e de uma parametrização do detector ATLAS. As projeções são feitas a partir de diferen-tes configurações da constante de autoacoplamento trilinear do Higgs. Este relatório também destaca o envolvimento com operações, particularmente no contexto do mo-nitoramento da qualidade dos dados coletados pelo Calorímetro de Argônio Líquido do detector ATLAS.

1

Publicações e participação em conferências/workshops

No período de 31 de Março de 2014 a 19 de Maio de 2016 a bolsista cumpriu período de estágio de pós doutoramento no exterior no Centro Europeu de Pesquisas Nucleares - CERN, localizado em Genebra na Suíça. Neste período, as seguintes publicações com sua colaboração direta em análise de dados foram realizadas, além de sua participação em conferências/workshops.

1.1 Publicações

• Kinematic Distributions of W and Z Boson Production from pp Collisions at √s

= 13 TeV in the ATLAS Detector [1];

• Measurement of W±

and Z-boson production cross sections in pp collisions at√s =

13 TeV with the ATLAS detector [2];

• Measurement of the Production Cross Sections of a Z boson Boson in Association

with Jets in collisions at √s = 13 TeV with the ATLAS Detector [3];

• Higgs Pair Production in the hh → bbττ channel at the High-Luminosity LHC [4];

• Study of J/ψ and ψ(2S) production in √s = 5.02 TeV p+Pb and √s = 2.76 TeV

pp collisions with the ATLAS detector [5];

• Electroweak probes in heavy-ion collisions at the LHC with ATLAS [6];

• ATLAS results on heavy flavour production and its relation to quark matter [7].

1.2 Conferências/Workshops

• HH at HL-LHC, 10 Maio de 2016 - CERN - Current status of the ATLAS HH studies for HL-LHC - Plenary talk;

• ATLAS Beyond the Standard Model Higgs and Exotics Joint Workshop 2016, 11-15 de Abril - Grenoble, França - Participant;

• ATLAS Standard Model Workshop 2016, 30 de Março-2 de Abril - Madrid, Espanha - Participant;

• ATLAS HH workshop 2016, 18-20 de Janeiro - Laboratoire de l’Accélérateur Li-néaire, Orsay, França - Prospects of hh → bbττ analysis at High Luminosity LHC - Plenary Talk;

• The 23rd Low x Meeting, 1-5 de Setembro de 2015 - Sandomierz, Polônia Measurements of DrellYan and vector boson plus jet productions in ATLAS -Plenary Talk;

• The 15h International Conference on Strangeness in Quark Matter, 6-11 de Julho de 2015 - JINR, Dubna, Rússia ATLAS results on strangeness and/or heavy flavor production and its relation to quark matter - Plenary Talk;

• ATLAS Standard Model Workshop 2015, 2-5 de Fevereiro - Annecy, França - Par-ticipant;

• ECFA High Luminosity LHC Experiments Workshop, 2123 de Outubro de 2014 -Aix Les Bains, França - Participant;

• ICHEP2014 (37th International Conference on High Energy Physics), 2-9 de Julho de 2014 - Valência, Espanha Electroweak probes in heavy-ion collisions at ATLAS - Parallel talk.

2

Introdução

Após uma parada técnica de dois anos que teve início em março de 2013, o LHC (Large Hadron Collider ) se encontra atualmente no período de coleta de dados denominado Run-2 que se estenderá até 2018. Ao término deste período, estão previstas atualizações progressivas em todos os experimentos do LHC, tanto nos seus detectores como nos sistemas de leitura e processamento de sinais, considerando que a alta luminosidade e a energia do acelerador trarão desafios consideráveis para as tecnologias de detecção, seleção de eventos (trigger) e aquisição de dados [8].

Do ponto de vista do experimento ATLAS [9], no qual este relatório de atividades se insere, medidas de precisão no contexto do Modelo Padrão tais como a produção de bósons W e Z, representam um dos processos mais importantes no LHC. A alta seção de choque e o fato de constituirem assinaturas experimentais limpas com estados finais facilmente identificáveis permitem que sua produção possa ser investigada com grande precisão. As interpretações teóricas estão disponíveis com precisão NNLO (next-to-next-to leading-order ) em QCD (Quantum Chromodynamics) incluindo correções eletrofracas em NLO (next-to-leading-order ). As previsões de seção de choque dependem das fun-ções de distribuição partônicas (PDFs - parton distribution functions) sendo sensíveis à dinâmica subjacente das partículas que interagem fortemente. Tais medidas oferecem oportunidade única para testar modelos de dinâmica partônica nas condições atuais de

operação do LHC onde a energia de colisão do referencial do centro de massa pp de√s = 13 TeV atingiu uma escala sem precedentes.

A descoberta do bóson de Higgs pelas colaborações ATLAS e CMS durante o Run 1 do LHC [10, 11, 12], abriu a fronteira de exploração do mecanismo de quebra de simetria eletrofraca. Estudos experimentais da nova partícula [13, 14, 15, 16, 17] demonstram consistência com o bóson de Higgs do Modelo Padrão [18, 19, 20, 21, 22, 23]. Para tes-tar a acuracidade do Modelo Padrão e verificar se o mecanismo de Higgs é responsável pela quebra de simetria eletrofraca, a medida do seu autoacoplamento e a subsequente reconstrução do potencial de Higgs é de vital importância. Uma medida direta do

au-toacoplamento trilinear do Higgs (λHHH) pode ser feita através do estudo de produção

de pares de Higgs. Em colisores hadrônicos como o LHC, o mecanismo de produção dominante é por fusão de glúons, com outros mecanismos de produção sendo mais de uma ordem de magnitude menores [24, 25, 26]. Para energias de colisão no referencial

do centro de massa de√s =14 TeV, estima-se em 40.8 fb a seção de choque de produção

de pares de bósons de Higgs de 125 GeV (com um erro ±8.5% proveniente de incertezas

na escala de QCD e ±7% de incertezas de PDF+αS) [27, 28].

Este relatório descreve a participação da bolsista nas análises descritas junto à Cola-boração ATLAS. As medidas inclusivas de seção de choque de produção de bósons W no

canal de elétrons W±

→ eν fez uso do conjunto de dados do Run-2 de colisões pp a√s =

13 TeV, no regime de espaçamento de 50 ns entre grupos de prótons e que foram coletados

no ano de 2015, correspondendo a aproximadamente 81 pb−1 _{de luminosidade integrada}

[2]. A outra participação consistiu na projeção de medidas de produção de pares de

bósons de Higgs no canal hh → bbττ para uma luminosidade integrada de 3000 fb−₁

no

HL-LHC (High Luminosity LHC ) a√s = 14 TeV com início de operações previstas para

2026 [4]. Além do trabalho com análise de dados como delineado nos parágrafos anterio-res, este relatório também se insere no contexto de operações do detector ATLAS, mais especificamente com o monitoramento e avaliação da qualidade dos dados coletados pelo Calorímetro de Argônio Líquido - LAr, além do desenvolvimento de software dedicado para tal tarefa.

3

O Detector ATLAS

O experimento ATLAS1

[9] é um detector de propósito geral, que consiste em um detector interno ID (Inner Detector ), em um sistema de calorimetria com seções eletromagnética e hadrônica e em um espectrômetro de múons MS (Muon Spectrometer ). O detector interno ID, que circunda diretamente o ponto de interação, é formado pelo Pixel (Silicon Pixel Detector ), incluindo o novo detector IBL (Insertable B-Layer ) recentemente instalado, pelo SCT (Silicon Microstrip Detector ) e por um detector de radiação de transição, TRT (Transistion Radiator Tracker ), 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 seções eletromagnética e hadrônica.

O sistema de calorimetria do ATLAS é um dos mais sofisticados já concebidos. Aximadamente 200 mil canais compõem os calorímetros eletromagnético e hadrônico, pro-porcionando alta segmentação e hermiticidade com cobertura azimutal completa na re-gião |η| < 5. Além de fornecer medidas de energia e posição das partículas, os calorímetros estão presentes no nível 1 de trigger, L1. Na região central ou ’barril’, o ATLAS utiliza o calorímetro de argônio líquido (LAr) para a seção eletromagnética e o calorímetro de ’telhas’ cintilantes (Tile) para a seção hadrônica. As altas doses de radiação na região dianteira requerem o emprego de argônio líquido nos calorímetros eletromagnéticos, nos calorímetros hadrônicos da ’tampa’ e nos dianteiros (LAr Hadronic End-Cap e FCal).

O calorímetro é cercado por um grande espectrômetro de múons (MS) imerso num sistema magnético de geometria toroidal e que é composto por uma combinação de tu-bos de arrasto denominados MDTs (Monitored Drift Tubes) e câmaras CSCs Cathode Strip Chambers, sendo projetado para fornecer medidas precisas de posição no plano de deflexão para |η| < 2.7. Além disso, as câmaras RPCs (Resistive Plate Chambers) e as câmaras TGCs Thin Gap Chambers com uma resolução de posição menos precisa, mas com um tempo de resposta rápido, são utilizadas para trigger de múons na faixa de |η| < 1.05 e 1.05 < |η| < 2.4 respectivamente. As RPCs e as TGCs 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 formados em pelo menos duas das três estações das MDTs e das CSCs.

1_{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 do feixe, o eixo x aponta para o centro do anel do LHC e o eixo y aponta para cima. Coordenadas cilíndricas (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.

3.1 O Calorímetro de Argônio Líquido - LAr

O calorímetro de argônio líquido do ATLAS (LAr) foi projetado para realizar medidas precisas das propriedades de elétrons e de fótons em extensa cobertura de pseudorapidez |η| < 2.5, além de medidas de desempenho de observáveis como jatos e energia transversa

faltante (Emiss

T ) no intervalo de |η| < 4.9.

As partes denominadas de ’barril’ (EMB) e de ’tampas’ (EMEC) utilizam chumbo como meio passivo, dispostas numa geometria de acordeon. Esta geometria permite uma resposta rápida e uniforme em ângulo azimutal. Os calorímetros eletromagnéticos cobrem a região de pseudorapidez |η| < 3.2 e estão segmentados em camadas para observação do desenvolvimento de chuveiros eletromagnéticos na direção longitudinal. Na região de |η| < 1.8 os calorímetros são complementados por um presampler, uma camada adicional que fornece informação sobre a energia perdida na parte frontal dos calorímetros eletro-magnéticos. Para as ’tampas’ hadrônicas, (HEC) que cobrem a região em pseudorapidez de 1.5 < |η| < 3.2, o material passivo escolhido é o cobre com geometria de placas pa-ralelas. Para o calorímetro dianteiro (FCal), localizado em região de pequenos ângulos polares onde o fluxo de partículas é muito maior e os danos causados pela radiação sig-nificativos, adotou-se uma geometria baseada em eletrodos cilíndricos com gaps estreitos de argônio líquido com cobre e tungstênio escolhidos como meio passivo. Os caloríme-tros hadrônico e dianteiro são segmentados em profundidade em quatro e três camadas respectivamente. Os quatro detectores estão instalados em três criostatos (um barril e duas tampas) preenchidos com argônio líquido e mantidos a uma temperatura de aproxi-madamente 88 K. Cada parte do detector é denominada partição: EMB, EMEC, HEC, FCal, com uma letra adicional A ou C, para a distinção entre as regiões de pseudorapidez positiva e negativa, respectivamente. Portanto, há oito partições diferentes.

Embora cada detector apresente suas próprias características em termos de material passivo e de geometria, um esforço especial foi feito para que o readout e os sistemas de calibração e de monitoramento através das oito partições fossem uniformes. Os 182 468 canais do calorímetro são lidos por 1524 front-end boards (FEBs) [29, 30] locali-zadas em crates dedicados. Estas FEBs fazem o shape do sinal e enviam as amostras digitalizadas via cabos óticos para 192 placas denominadas RODs [31] que calculam as energias depositadas antes que elas sejam transferidas para o sistema central de aquisição de dados.

4

Medida inclusiva de seção de choque de produção de

bó-sons W no canal de elétrons - W

_{→ eν}

A seção de choque de produção de bósons W multiplicada pelo fator de ramificação para

o decaimento em léptons de um único sabor ℓ±

= e±

, µ±

(σtot

W±, σ_Wtot+, σ_Wtot−) pode ser

expressa como a razão entre N , o número de eventos de dados com o sinal de fundo subtraído e o produto da luminosidade integrada L, o fator de aceitação A e o fator de correção C:

σtot = N

L · A · C. (1)

O fator de aceitação A é expresso como a fração de decaimentos dentro do volume fiducial (com requisitos geométricos e cinemáticos) no nível do gerador de Monte Carlo. O fator de correção C é expresso pela razão entre o número total de eventos gerados que passam pelos critérios de seleção finais após a reconstrução e o número total de eventos gerados dentro do volume fiducial. Este fator, definido antes do decaimento dos léptons em fótons via radiação de estado final (Born-level FSR), inclui as eficiências para selecionar eventos (trigger ), reconstruir e identificar os produtos de decaimento

de bósons W±

dentro da aceitação do detector, levando em conta a pequena diferença entre os espaços de fase de reconstrução e de volume fiducial. A seção de choque de

produção definida sem os fatores de aceitação (σtot_{· A) são denominadas como seções de}

choque fiduciais (σfid

W±, σ_Wfid+, σfid_W−). Para a medida de W

±

, o espaço fiducial é definido

considerando o lépton de momento transverso pℓ

T> 25 GeV e pseudorapidez |ηℓ| < 2.5 e

o neutrino com momentro transverso pν

T > 25 GeV, além da massa transversa

2

do bóson

W±

, mT> 50 GeV.

4.1 Seleção de eventos

A análise utiliza o conjunto completo de dados coletados pelo detector ATLAS de 13 de

junho a 16 de julho de 2015 em colisões ppa√s = 13 TeV, no modo de espaçamento de

50 ns entre ’pacotes’ de prótons que colidiram e que corresponderam a uma luminosidade

integrada de 81 fb−₁

. Todos os eventos considerados devem obedecer a períodos de runs durante os quais o detector e o sistema de trigger satisfizessem os critérios de qualidade de dados. A pré-seleção requer eventos com ao menos um vértice primário com mais de dois traços associados. Candidatos a elétrons e múons são selecionados com triggers

2_m

T=!2pℓTpνT[1 − cos (φℓ− φν)], onde φℓé o ângulo azimutal do lépton e φν o ângulo azimutal do neutrino.

dedicados que requerem ao menos um elétron ou múon com momento transverso pT =

24 GeV ou 20 GeV, respectivamente, e que obedecem a critérios de isolamento e limiar de sensibilização. Para recobrar a perda de eficiência em região de elevado momento transverso, triggers adicionais que não obedecem a quaisquer condições de isolamento são adicionados com limiares de 60 GeV e 50 GeV, respectivamente.

Candidatos a elétrons devem apresentar pT > 25 GeV e passar por critérios de

iden-tificação [32, 33] otimizados para as condições de tomada de dados do ano de 2015 em |η| <2.47 excluindo a região 1.3 < |η| <1.52, de transição entre o ’barril’ e as ’tampas’ do

calorímetro de argônio líquido. Os múons devem ser reconstruídos em |η| <2.4 com pT>

25 GeV e devem passar critérios de identificação correspondentes [34] também otimizados para as condições de tomada de dados do ano de 2015. Ao menos um dos candidatos a lépton deve ser associado ao lépton que disparou o trigger do evento. Os elétrons e os múons devem também satisfazer requisitos de isolamento em cone ηφ dependentes do momento transverso e utilizando tanto a informação do calorímetro como a informação do detector de traços como descrito nas Refs [35, 36]. Os critérios de isolamento foram ajustados de forma a garantir que o isolamento do lépton tenha uma eficiência de pelo

menos 90% para todo pT> 25 GeV, aumentando para 99% a 60 GeV.

Os jatos são reconstruídos a partir de depósitos de energia no calorímetro usando um

algoritmo anti-kt[37] com parâmetro R = 0.4. Todos os jatos devem satisfazer o espaço

de fase de |η| <4.5 com pT > 20 GeV. A energia transversa faltante, que funciona como

’representante’ do momento transverso do neutrino, é tomada com o corte de Emiss

T > 25

GeV e massa transversa mT > 50 GeV. Para que a seleção de bósons W seja consistente

com a metodologia de reconstrução da energia transversa faltante, um algoritmo de remoção de superposição, denominado overlap removal, é aplicado à seleção de eventos

com jatos e léptons que são encontrados dentro do cone de ∆R =!(∆η)2_{+ (∆φ)}2 _{< 0.4}

de cada um, com a remoção de um ou de outro objeto. Após a seleção completa W → ℓν,

um total de 462.950 candidatos a bósons W±

(266.592 W+ _{e 208.616 W}−

) passam pelos critérios de seleção no canal de elétrons.

4.2 Avaliação do sinal de fundo: multijatos

O sinal de fundo apresenta contribuições de componentes eletrofraca (single boson e

di-bósons) e de quark top (single top e t¯t) que foram estimadas a partir de amostras de

Monte Carlo [2]. Os processos W → τν e Z → ττ com subsequente decaimento leptônico dos taus são também tratados como sinal de fundo. Eventos que envolvem decaimentos semileptônicos de quarks de sabor pesado, hádrons erroneamente identificados como lép-tons, e elétrons provenientes de conversão de fótons (todos denominados conjuntamente

como sendo eventos multijatos) são componente significativa do sinal de fundo para a

análise de W±

.

A bolsista se dedicou especificamente à análise da contribuição do sinal de fundo de eventos com multijatos no canal de elétrons, e similar metodologia, que será descrita a seguir, foi aplicada ao canal de múons. A análise envolveu metodologia direcionada a partir dos dados reais, que consistiram em ajustes de máxima verossimelhança aos dados com templates de distruibuições para explorar o poder discriminante entre o sinal e o fundo em certas distribuições cinemáticas. As variáveis utilizadas para tal discriminante

foram mT, E_Tmiss, pℓ_T e ∆φ entre o lépton e o momento transverso faltante. Duas regiões

de ajuste foram utilizadas para se extrair a normalização dos multijatos. A primeira região de ajuste é definida como a que contém todo o critério de seleção de eventos,

removendo-se a massa transversa mT. A segundo região é definida como a que contém

todo o critério de seleção de eventos, mas removendo-se a energia transversa faltante

Emiss

T . Várias amostras de multijatos foram construídas a partir de eventos que passaram

por todos os critérios de seleção em cada região de ajuste, com exceção do isolamento do lépton. Requisitos mutuamente exclusivos (“intervalos”) tanto nas variáveis de isolamento de detectores de traços ou dos calorímetros foram escolhidas para criar templates de multijatos estatisticamente independentes. Estas amostras são projetadas para estarem progressivamente mais próximas à seleção dos candidatos a sinal ao se fixar um dos critérios de isolamento para aquele da região do sinal e variando o outro; quatro destas amostras foram construídas para cada tipo de isolamento no canal de elétrons. Templates

similares foram construídos para a simulação do sinal de W±

e para os sinais de fundo das componentes eletrofaca e de quark top, para se contabilizar potenciais contaminações no template de multijatos. Para cada intervalo de isolamento, a normalização do template de multijatos é extraída com um ajuste de máxima verossimelhança aos dados nas duas regiões de ajuste e em separado para cada uma das amostras de variáveis discriminantes e léptons. Em cada região de ajuste, a normalização do template do sinal é derivada da simulação e deixada livre para variar enquanto que os outros templates de sinal de fundo são normalizados pelos seus valores esperados, baseados na luminosidade integrada medida e as seções de choque previstas.

O sinal de fundo de multijatos em cada região é então estimado a partir desta

norma-lização juntamente com o requisito da região de sinal tanto para mT> 50 GeV como para

Emiss

T > 25 GeV. Para cada variável discriminante, e em separado para cada isolamento

baseado no calorímetro ou no detector de traços e para cada região de ajuste, as esti-mativas obtidas nos intervalos de isolamento são usadas para constuir uma extrapolação linear para a seleção de isolamento utilizada na região de sinal. A extrapolação é feita

assumindo que as estimativas individuais não estejam correlacionadas. A Figura 1 ilustra

esta metodologia de avaliação do sinal de fundo de multijatos na análise de W+ _{→ eν}

usando dois tipos de variáveis: mT e pℓT, e para as duas regiões de ajuste.

Uma estimativa do sinal de fundo foi feita em separado para cada região de ajuste e para cada variável de isolamento: do calorímetro e do detector de traços a partir de uma média ponderada das extrapolações obtidas com as variáveis discriminantes individuais

e suas incertezas, após verificação da sua compatibilidade com um critério de χ2_{. A}

média das quatro frações de multijatos estimados encontradas a partir dos critérios de isolamento do calorímetro e do detector de traços em cada região de ajuste é então tomada como o valor nominal de multijatos em cada canal. As incertezas derivadas de cada uma das extrapolações lineares são propagadas como incertezas sistemáticas no método. Uma incerteza sistemática para a escolha da variável de isolamento é obtida a partir da metade da diferença entre as médias de isolamento baseadas no calorímetro nas duas regiões de ajuste e nas médias de isolamento baseadas no detector de traços. Similarmente, uma incerteza sistemática devido ao uso de diferentes regiões de ajuste é avaliada como sendo metade da diferença das médias obtidas a partir de diferentes tipos de isolamenteo nas duas regiões de ajuste separadas. Adiciona-se em quadratura o impacto das variações de escala de multijatos no template do sinal à incerteza sistemática do multijato.

As frações estimadas de multijatos provenientes do número total de candidatos

obser-vados no canal de elétrons é de 8% para W+ _{e 10% para W}−

. As incertezas relativas no canal de elétrons variam de 30% e são similares tanto para as amostras de carga positiva como para as de carga negativa [2].

4.3 Resultados

As distribuições de mT e E_Tmiss após a seleção final no canal de elétrons aparecem na

Figura 2, respectivamente, para os dados comparados às previsões, normalizadas com relação à seção de choque medida [2].

As razões das medidas fiduciais para o bóson W±

considerando o canal de elétrons

e o canal de múons (R_W± = σ_Wfid±→_eν/σ

fid

W±→_µν) levando-se em conta as correlações nas

incertezas sistemáticas, aparecem na Figura 3.

4.4 Conclusões

Medidas de seção de choque de produção inclusiva de W → ℓν e Z → ℓ+_ℓ−

foram realizadas pelo detecor ATLAS [2]. A bolsista contribuiu com a medida de W → eν, na avaliação do sinal de fundo de multijatos, usando metodologia direcionada a partir dos

Isolation variable 0 0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45

Number of multijet events

0 5000 10000 15000 20000 25000 30000 ATLAS -1 13 TeV, 81 pb ! + e " + W fit regions T , closed: m miss T Opened: E ATLAS -1 13 TeV, 81 pb ! + e " + W fit regions T , closed: m miss T Opened: E ATLAS -1 13 TeV, 81 pb ! + e " + W fit regions T , closed: m miss T Opened: E ATLAS -1 13 TeV, 81 pb ! + e " + W fit regions T , closed: m miss T Opened: E ATLAS -1 13 TeV, 81 pb ! + e " + W fit regions T , closed: m miss T Opened: E ATLAS -1 13 TeV, 81 pb ! + e " + W fit regions T , closed: m miss T Opened: E ATLAS -1 13 TeV, 81 pb ! + e " + W fit regions T , closed: m miss T Opened: E , calo. isolation T m , calo. isolation l T p , track isolation T m , track isolation l T p ATLAS -1 13 TeV, 81 pb ! + e " + W fit regions T , closed: m miss T Opened: E

Figura 1: Número de eventos de multijatos em função da variável de isolamento para o canal W → eν. O gráfico ilustra a metodologia para avaliação dos multijatos na análise

de W+_{. Os resultados obtidos para duas das quatro variáveis utilizadas na avaliação dos}

multijatos podem ser vistos para dois tipos de isolamento: mT(círculos) e pℓT (quadrados)

com isolamento baseado no calorímetro; mT (triângulos) e pℓ_T (estrelas) com isolamento

baseado nos detectores de traços. Os marcadores abertos representam os resultados

obtidos com a região de ajuste de E_Tmiss, enquanto que os marcadores fechados são aqueles

com o ajuste na região de mT. Os pontos representam a fração de multijatos obtidos a

partir do ajuste das variáveis, nos intervalos de isolamento representados no eixo x para a seleção do template. As linhas representam a extrapolação linear dos pontos para a região do sinal [2].

dados reais. Os resultados apresentados correspondem a uma luminosidade integrada

de aproximadamente 81 pb−₁

de colisões pp a √s = 13 TeV, a maior energia de colisão

Entries / 2 GeV 0 5 10 15 20 25 30 3 10 ! " e # W ATLAS -1 13 TeV, 81 pb Data Syst. Unc. $ MC Stat. " e # W Multijet -e + e # Z " % # W Minor backgrounds [GeV] T m 40 60 80 100 120 140 Data / Pred. 0.8 0.91 1.1 1.2 (a) Entries / 2 GeV 0 5 10 15 20 25 30 35 40 45 3 10 ! " e # W ATLAS -1 13 TeV, 81 pb Data Syst. Unc. $ MC Stat. " e # W Multijet -e + e # Z " % # W Minor backgrounds [GeV] miss T E 20 30 40 50 60 70 80 90 100 Data / Pred. 0.6 0.8 1 1.2 1.4 (b)

Figura 2: Distribuição inclusiva de (a) massa transversa mT e de (b) energia transversa

faltante Emiss

T de bósons W no canal de elétrons [2].

-W fid ! / + W fid ! 1.2 1.22 1.24 1.26 1.28 1.3 1.32 1.34 ATLAS -1 13 TeV, 81 pb total uncertainty ± data stat. uncertainty ± data ABM12 CT14nnlo NNPDF3.0 MMHT14nnlo68CL ATLAS-epWZ12nnlo HERAPDF2.0nnlo -W fid ! / + W fid ! = -/W + W R

Figura 3: Razão entre as seções de choque de produção combinada W+_{, W}−

(linha vermelha) na região fiducial comparada às previsões baseadas em diferentes conjuntos de PDFs. A banda amarela interna corresponde à incerteza estatística enquanto que a banda verde exterior mostra as incertezas estatística e sistemática adicionadas em quadratura. As previsões da teoria são dadas somente com as incertezas da PDF correspondente vistas através das barras de erro [2].

5

_{Produção de pares de Higgs no canal hh → bbττ no}

HL-LHC

A projeção da medida do estado final de hh → bbττ foi dividida em três subcanais

dife-rentes dependendo do modo de decaimento dos léptons taus: τlepτlep, τlepτhad e τhadτhad,

onde τleprepresenta um τ que decai em µ ou e mais um par de neutrinos e τhadrepresenta

um tau decaindo em um ντ mais hádrons [4]. Cada um destes subcanais foi

independen-temente analisado, considerando que cada um deles está condicionado à reconstrução de estados finais ortogonais para os quais diferentes condições de trigger se aplicam, além de estarem sujeitos a processos diferentes de sinal de fundo. Entretanto, existem processos

de sinal de fundo comuns entre todos estes subcanais, entre eles: t¯t e Z(τ τ )+jatos, sendo

t¯t o mais significativo. A produção de dibósons: ZZ, ZH ou W Z é também comum a

todos os canais, além de outros sinais de fundo que afetam um subcanal específico. O sinal de fundo Z(bb)+jatos é pequeno e foi negligenciado [4].

Para o sinal, somente a produção dominante de pares de Higgs através de fusão de glúons foi considerada. Quatro amostras de sinais foram geradas, correspondendo

a diferentes valores da constante de autoacoplamento trilinear do Higgs: λHHH =

{0, 1, 2, 10} × λSM onde λSM representa o valor do Modelo Padrão, assumindo para a

massa do Higgs o valor de 125 GeV. Importante notar a existência de uma interferência destrutiva entre os diagramas de caixa e de trinângulo para a produção de pares de Higgs

e dessa forma, a constante de autoacoplamento trilinear do Higgs λHHH é incluída

ape-nas no diagrama de trinângulo. Como resultado, se tal acoplamento for nulo, espera-se que a seção de choque de produção de pares de Higgs seja maior do que seria para o valor

de λHHH no Modelo Padrão.

O método de corte e contagem foi utilizado para cada subcanal com o objetivo prin-cipal de se observar a produção de pares de Higgs, com otimização para a significância

S/√B dos eventos de sinal S sobre o fundo B. Cada subcanal foi tratado em separado

com critérios de seleção e conjunto de cortes dedicados, de maneira a se obter a melhor significância [4].

O efeito de jatos adicionais (algumas vezes identficados como jatos-b ou taus hadrô-nicos) produzidos por interações de empilhamento também foi levado em conta. Para esta estimativa, eventos de sinal e de fundo foram implementados numa distribuição randômica de jatos gerados ao se extrapolar às condições do HL-LHC as distribuições de empilhamento observadas em dados de 8 TeV. O método de confirmação de traços foi utilizado para suprimir jatos que provêm de interações de empilhamento [38].

5.1 Definições dos objetos

Elétrons e múons são tomados diretamente da saída do gerador, com seu momento

trans-verso pTe eficiências de reconstrução tomadas diretamente das parametrizações indicadas

nas Refs. [39, 40].

Para elétrons, a região do calorímetro 1.37 < |η| < 1.52 é excluída, com os elétrons reconstruídos em toda a extensão do detector interno (|η| < 2.5). A probabilidade de que um elétron falseie um jato também é levada em consideração, e a parametrização deste efeito segue as recomendações da Ref. [39]. Para múons, a região |η| < 2.4 é considerada. Elétrons e múons são isolados de quaisquer outros depósitos de energia nos caloríme-tros. Este requisito é atingido no nível do gerador de evento somando-se a energia de todas as partículas estáveis com exceção dos neutrinos dentro de um cone ∆R(ℓ, partícula) < 0.2, e impondo-se que esta soma seja menor do que 10 GeV.

Taus decaindo em hádrons são reconstruídos olhando-se o seu produto de decaimento guardado na saída do gerador e somando-se os quadrivetores de todas as partículas visí-veis (com exceção dos neutrinos). A eficiência de detecção e a probabilidade de um jato falsear um tau hadrônico é parametrizada de acordo com os requisitos da Ref. [39] de-pendendo do modo de decaimento do tau hadrônico (single ou multi prong), seguindo-se o que é feito para os dados reais. Para taus decaindo leptonicamente, nenhum trata-mento especial é dado, de forma que os léptons reconstruídos seguem o proceditrata-mento mencionado nos parágrafos anteriores.

Jatos são reconstruídos utilizando-se o algoritmo anti −kt com parâmetro R = 0.4

[37]. Uma vez reconstruído, o seu quadrivetor é marcado de acordo com a função de resolução dada na Ref. [40]. Os jatos são associados a um hádron b produzido no gerador para identificar jatos-b. O estado de hádron-b é tomado após radiação do estado final

(FSR), que fornecerá sua direção, sendo o momento transverso final pTdo hádron-b maior

que 5 GeV. A associação entre a direção do hádron-b e a direção do jato é condicionada para estar dentro ∆R < 0.3, garantindo que o hádron-b esteja bem localizado no interior do cone do jato. Esta associação só ocorre com jatos dentro da aceitação do detector interno em |η| < 2.5. De maneira a proceder da mesma forma como em análises com dados reais, as parametrizações da eficiência de b-tagging e a taxa de falseamento dadas na Ref. [40] são utilizadas para definir as probabilidades de manter um jato-b, um jato-c ou um jato leve no procedimento de b-tagging.

O momento transverso faltante é calculado somando-se todo o momento transverso das partículas que não interagem no evento de acordo com a parametrização dada na

Ref. [40] como função da soma escalar do pTdas partículas no estado final, usando-se para

da distribuição de momento transverso faltante.

O conteúdo final do objeto em um dado evento é obtido após remover todos aqueles que se sobrepõem na extensão do detector. Os jatos são removidos se eles se sobrepõem com um elétron, um múon, ou um tau hadrônico selecionado, dentro de ∆R < 0.2. O próximo passo é remover taus hadrônicos se eles se sobrepõem com elétrons e múons se-lecionados dentro de ∆R < 0.2. Finalmente, elétrons são removidos se eles se sobrepõem com múons, obedecendo ao mesmo critério ∆R < 0.2.

A técnica MMC (Missing Mass Calculator ) [41] é empregada na análise para a determinação do quadrimomento do bóson de Higgs no seu produto de decaimento em τ τ . Esta técnica permite uma determinação mais precisa da cinemática subjacente para ressonâncias que decaem em estados finais parcialmente invisíveis, quando comparadas a outros métodos. Este método faz uso de equações lineares da cinemática dos produtos de decaimento do sistema τ τ e calcula todas as suas possíveis soluções, ponderando cada uma delas através de uma função de verossimelhança (extraída de simulações Monte Carlo de Z → ττ) que é minimizada para se obter a melhor solução para o sistema.

5.2 Canal τhadτhad

Para selecionar eventos neste canal, ao menos dois taus hadrônicos de cargas de sinais opostos e ao menos dois jatos b-tagged, com veto para eventos contendo elétrons ou múons isolados foram considerados [4].

A seleção para o estado final had-had é feita selecionando-se eventos com um candi-dato a di-tau. A eficiência desta seleção foi estudada no contexto do HL-LHC conforme Ref. [39], e que fornece uma eficiência de seleção de 64% com um limiar de 40 GeV para o momento transverso visível dos taus hadrônicos.

Além disso, um conjunto de cortes foi usado para suprimir os sinais de fundo. Neste

canal, contribuições adicionais provenientes de estados finais de t¯t totalmente hadrônicos

foram consideradas, correspondendo ao caso no qual o bóson W em t → W b decai em ¯qq′

.

Para as massas invariantes, tomamos os dois jatos b de maior momento transverso pT;

o par de taus hadrônicos foi reconstruído através da técnica MMC tomando-se os taus

de maior momento transverso pT. Outros observáveis importantes considerados são a

massa s-transversa, mT2 [42, 43, 44], e o momento transverso entre o sistema b¯b, que são

utilizados para se atingir uma rejeição otimizada do sinal de fundo t¯t. As distribuições

obtidas para as variáveis descritas aparecem na Figura 4, onde se nota o sinal para

λHHH = 1 × λSM em amarelo (após aplicação de um fator de 1000), juntamente com a

contribuição dos sinais de fundo mais relevantes [4].

seguin-tes critérios foram usados para selecionar os eventos neste canal: • mb¯b∈ [95, 140] GeV; • mmmc τ τ ∈ [100, 180] GeV; • pb¯b T > 180 GeV; • mT2> 180 GeV.

5.3 Canais τlepτhad e τlepτlep

Uma seleção particular foi realizada para o canal lep-had, onde um dos taus decaem tanto em um elétron como em um múon; e outra seleção particular para o canal lep-lep,

✥ ✁✂✄ ▼ ▼☎ ❤ ✦ ❤ ✦ ♠ ✶ ✆ ✆ ✷ ✆ ✆ ✸ ✆ ✆ ✹ ✆✆ ✺ ✆✆ ❊ ✝ ✞ ✟ ✠ ✡ ☛ ☞ ✌ ✍ ✎ ✞ ✏ ✑ ✶ ✶ ✆ ✒ ✶ ✆ ✓ ✶ ✆ ✔ ✶ ✆ ✕ ✶ ✆ ✻ ✶ ✆ ✖✖ ✧ ✗✘✘✘ tt✙✚✛✜✢ ✣✤ ✙✙❜❜ ③❜ ✣t★ tt✙✚✛✜✩✚✪ ✇❜ ✣t★ ③✩ ✙✙✖ ♦t✩✣✛★ ❆ ✫✬❆ ✭❙✮✯✰✱✲ ✳ ✮✴✵✼✽ ✾✱ ✮✯✮✵✲ ✽ ✿ ❀❁ ❂❃ ✳❄❅❇❇ ❇❈❉ ❋ ❄●❍■✾❏ s ❑✰✱✱▲✲ ❃✽✴✵✮◆ (a) ❖P ◗❘❚ ❯❯ ❱ ❲❳❳ ❨❳❳ ❩❳❳ ❬❳❳ ❭❳ ❳ ❪ ❫ ❴ ❵ ❛ ❝ ❞ ❡ ❢ ❣ ✐ ❴ ❥ ❦ ❲ ❲❳ ❧ ❲❳ ♥ ❲❳ ♣ ❲❳ q ❲❳ r ❲❳ ✉✉ ✈ ①②② ② ④④⑤⑥⑦⑧⑨⑩❶ ⑤⑤❷❷ ❸❷⑩ ④❹ ④④⑤⑥⑦⑧❺⑥❻ ❼❷⑩ ④❹ ❸❺ ⑤⑤✉ ❽④❺⑩ ⑦❹ ❾ ❿➀❾ ➁➂➃➄➅ ➆➇➈ ➃➉ ➊➋➌➍ ➆➃➄ ➃ ➊➇ ➌➎ ➏➐ ➑➒➈➓➔ → →→➣ ↔ ↕ ➓➙ ➛➜➍➝ ➞ ➟➅➆➆➠➇➒ ➌➉➊➃➡ (b) ➢➤ ➥➦➧ ➨➩ ➫ ➭ ➯ ➯ ➭ ➲ ➯ ➳ ➯ ➯ ➳ ➲ ➯ ➵ ➯➯ ➵➲ ➯ ➸ ➯ ➯ ➸➲➯ ➲➯➯ ➺ ➻ ➼ ➽ ➾ ➚ ➪ ➶ ➹ ➘ ➴ ➼ ➷ ➬ ➭ ➭ ➯ ➩ ➭ ➯ ➮ ➭ ➯ ➱ ➭ ➯ ✃ ➭ ➯ ❐ ➭ ➯ ❒ ➭ ➯ ❮❮ ❰ ÏÐÐÐ ÑÑÒÓÔÕÖ ×Ø ÒÒÙÙ ÚÙ ×ÑÛ ÑÑÒÓÔÕÜÓÝ ÞÙ ×ÑÛ ÚÜ ÒÒ❮ ßÑÜ×ÔÛ à áâà ãäåæçèé ê åëìíî ïè åæåìé î ð ñò óôêõö÷÷ ÷øù ú õûüý ïþ ÿ ❋ çèè éôîëìå✁ (c) ✥✂ ✄☎✆ ❜❜ ❚ ♣ ✶✝✝ ✶✞✝ ✷✝✝ ✷✞✝ ✸✝ ✝ ✸✞✝ ✹✝ ✝ ✹✞✝ ✞✝ ✝ ❊ ✟ ✠ ✡ ☛ ☞ ✌ ✍ ✎ ✏ ✑ ✠ ✒ ✓ ✶ ✶✝ ✔ ✶✝ ✕ ✶✝ ✖ ✶✝ ✺ ✶✝ ✻ ✶✝ ✗✗ ✦ ✘✙✙ ✙ tt✚✛✜✢✣✤✧ ✚✚★★ ③★✤ t✩ tt✚✛✜✢✪✛✫ ✇★✤ t✩ ③✪ ✚✚✗ ♦t✪✤ ✜✩ ❆ ✬✭❆ ✮❙✯✰✱ ✲✳✴ ✯✵ ✼✽✾✿ ✲✯✰ ✯ ✼✳ ✾❀ ❁❂ ❃❄✴❅❇ ❈ ❈❈❉ ● ❍ ❅■ ❏❑✿ ▲ s ▼✱✲✲◆ ✳❄✾✵✼✯ ❖ (d)

Figura 4: Massa dos sistemas τvis

h τhvis(a) e b¯b (b) após a pré-seleção para o canal had-had.

Na segunda linha, as variáveis mT2(c) e pTdo sistema bb (d) são mostradas [4]. A massa

mas que também obedeceram ao mesmo procedimento de otimização dos cortes para

se maximizar a significância S/√B. A tabela 1 mostra a seleção de objetos para cada

um dos subcanais had-had, lep-had e lep-lep. Mais detalhes sobre o procedimento de

otimização dos cortes para os subcanais τlepτhad e τlepτlep podem ser encontrados na Ref.

[4].

Tabela 1: Principal seleção de objetos para os canais had-had, lep-had e lep-lep.

Canal

— had-had lep-had lep-lep

Eficiência de trigger 64% elétrons: 88%, múons : 70% para |η| < 1.05 e 86% para 1.05 < |η| < 2.4 Cortes de pré-seleção

Variável Limite inferior/superior Nobj Limite inferior/superior Nobj Limite inferior/superior Nobj

pjet_T >30 GeV quaisquer >30 GeV quaisquer >30 GeV quaisquer |ηjet| <4.5 quaisquer <4.5 quaisquer <4.5 quaisquer

pµ,e_T >25 GeV 0 >25 GeV 1 >25 GeV 2

|ηµ(e)_{| <2.4(2.5) - <2.4(2.5) - <2.4(2.5)}

-pτh_T >40 GeV 2 >20 GeV 1 >20 GeV 0

|ητh| <2.5 - <2.5 - <2.5

-pbjet_T >30 GeV 2 >30 GeV 2 >30 GeV 2

|ηbjet| <2.5 - <2.5 - <2.5

-5.4 Resultados

Os resultados de significância do sinal obtidos para cada subcanal foram utilizados para se estabelecer os limites da medida a partir de hipóteses para as incertezas sistemáticas [4]. HistFactory [45], RooStats e RooFit [46, 47] foram utilizados para se estabelecer este procedimento de determinação dos limites a partir de um método de verossimelhança assim definido:

L(µ, Θ) =

canais

"

i=0

e−µaλ,iσλ+bi_(µa

λ,iσλ+ bi)Di

Γ(Di+ 1)

C(Θ) (2)

onde D são os dados esperados, b o sinal de fundo experado, σλ a seção de choque do

sinal, aλ a aceitação do sinal e µ a intensidade do sinal, que é o parâmetro de interesse. O

sinal considerado inclui todos os modos de produção de pares de Higgs, enquanto que o sinal de fundo inclui todos os processos do Modelo Padrão qua não produzem dois bósons de Higgs. A função C indica o conjunto de restrições aplicadas aos parâmetros Θ, tais como as incertezas sistemáticas no sinal de fundo, as normalizações do sinal e a incerteza na medida da luminosidade. As restrições em C modelam as incertezas sistemáticas através de uma distruibuição log-normal.

O teste de hipótese é baseado num teste estatístico Λ, definido assim: Λ(µ) = L(µ, ˆ ˆ Θ(µ)) L(ˆµ, ˆΘ) , (3)

onde o circunflexo indica a máxima estimativa de verossimelhança incondicional de um parâmetro, enquanto que o circunflexo duplo indica a máxima estimativa de verossime-lhança assumindo-se um valor específico para µ. Considerando-se que o teste estatístico

−2 ln(Λ(µ)) é distribuído de acordo com uma função χ2 _{de um grau de liberdade, a}

va-riação do logaritmo da verossimelhança pode ser utilizada para estabelecer um limite de 95% de intervalo de confiança (CL) na seção de choque de produção do sinal multipli-cada pelo fator de ramificação, e para se estimar o impacto das incertezas sistemáticas na significância da descoberta [4].

Para tal abordagem, a análise utilizou estudos realizados na medida H → ττ [48] como referência para as estimativas do sinal de fundo a partir de métodos direcionados por dados, que assume uma incerteza sistemática de modelagem de ∼ 3% para os sinais

de fundo t¯t e Z + jatos. No canal τhadτhad, o sinal de fundo de QCD foi também estimado

com uma incerteza sistemática de 3%. Outros sinais de fundo utilizam técnica baseada em Monte Carlo e uma incerteza sistemática de 5% para a seção de choque é considerada. A incerteza na luminosidade foi tomada como sendo de 3% para o sinal e para os sinais de fundo baseados em Monte Carlo. E finalmente, a incerteza para o sinal foi tomada a partir do valor de seção de choque teórico como sendo de ±11%.

O valor-p é calculado utilizando µ = 1 como hipótese nula para o método CL e é traduzido numa significância equivalente.

A Tabela 2 resume os valores esperados sob a hipótese de que λHHH = λSM e µ = 1

para os subcanais τhadτhad e τhadτlep e suas combinações. O subcanal τlepτlep não foi

utilizado, já que sua contabilização não trazia qualquer efeito para a significância de descoberta, pois sua razão sinal/fundo é extremamente pequena. A significância total combinada foi estimada em 0.60. A incerteza estatística no sinal limita a significância

da descoberta, mas as incertezas sistemáticas nos sinais de fundo t¯t e Z+jatos têm

impacto nos resultados. Os valores combinados dos subcanais, assumindo-se diferentes

configurações de λHHH e µ = 1 aparecem na Tabela 3. Pode-se ver que as configurações

λHHH = 2λSM, λHHH = 0 e λHHH = 10λSM apresentam uma significância combinada

de 0.40, 0.84 e 1.14 respectivamente. Utilizando-se esta técnica, projetamos um limite superior de 95% de intervalo de confiança CL para a seção de choque de produção HH

multiplicada pelo fator de ramificação de bbτ τ como sendo de 4.3 ×σ(HH → bbττ)SM.

Sob a hipótese de que se tem a constante de autoacoplamento trilinear do Higgs do

Tabela 2: Significância esperada para várias combinações de canais, para uma

lumi-nosidade de 3 ab−₁

, incluindo as incertezas esperadas destacadas no texto, usando a

aproximação assintótica. Esta tabela somente leva em conta os subcanais τlepτhad e

τhadτhad.

Canal Significância Combinada por canal Combinada no total

e + jatos 0.31

0.43

0.60

µ+jatos 0.30

τhadτhad 0.41 0.41

Tabela 3: Significâncias combinadas usando os subcanais τlepτhad e τhadτhad para

di-ferentes configurações da constante de autoacoplamento λHHH, assumindo incertezas

sistemáticas como descrito no texto.

λHHH/λSM Valor Z esperado

0 0.84

1 0.60

2 0.40

10 1.14

para valores de acoplamento BSM (Beyond Standard Model ), além do Modelo Padrão.

Isto é feito usando-se o limite superior de 95% de intervalo de confiança para λHHH = λSM

e comparando-o ao número esperado de eventos na seleção atual para diferentes valores

da constante de autoacoplamento trilinear do Higgs λHHH.

A Figura 5 mostra os resultados desta última abordagem, na qual o número esperado de eventos foi normalizado pelo valor esperado no Modelo Padrão e um ajuste com um polinômio de segunda ordem feito, baseado na dependência teórica do valor da seção

de choque em função do autoacoplamento trilinear do Higgs λHHH. Note que estes

requisitos de seleção aplicados reduzem a sensibilidade de λHHH.

Importante notar que esta análise consiste de um simples experimento de corte e contagem, e devido à dependência da seção de choque em relação ao autoacoplamento

trilienar do Higgs λHHH, os limites mostrados aqui não podem separar estes parâmetros.

A partir do canal τhadτhad, podemos projetar uma exclusão em 95% de intervalo de

❙ ✦ ✥ ✦ ✶✁ ✧ ✧✺ ✁ ✺ ✶✁ ✶ ✺ ✂ ✄ ★ ☎ ★ ✾ ✆ ✝ ✞ ✟ ✠ ✡ ✡ ☛ ☞ ✌ ✍✎ ✍ ✏ ✑ ✒ ✁ ✶ ✷ ✸ ✹ ✺ ✻ ✼ ✽ ✓✔ ✓✔ ❊✪✫ ✬✭ ✮✯✰✱ ✲ ✳ ➧ ✲ ✴ ➧ ❤✵ ✿ ❀❤✵ ✿❁ ❂❃❂❄❅❆ ❇ ❈ ❃❂✫ ❀❤✵ ✿❂❁❂❃ ❂ ❄❅❆ ❇ ❈ ❁❂❃❂ ❄❅❆ ❇ ❈ ➭ ❃❂✫ ❀❤✵ ✿ ❉ ❋●❉ ❍■❏❑ ▲▼ ◆❖❏ P◗❘❚ ❯▼❏❑ ❏◗ ◆❚❱ ❲❳ ❨❩❖❬❭ ❪ ❪❪❫ ❴ ❵ ❬❛ ❜❝ ❯❞ s ✓✔ ✓✔

Figura 5: O limite superior de 95% de intervalo de confiança para o valor da seção de choque de HH → bbττ, assumindo o autoacoplamento do Modelo Padrão, aparece na linha pontilhada com as bandas de erro de 68% e 95%. As linhas sólida preta e pontilhada violeta mostram o número esperado de eventos normalizado pelo número de eventos do

Modelo Padrão para diferentes valores de λHHH após a seleção para os canais τhadτhad,

τlepτhad elétron e τlepτhad múon [4].

5.5 Conclusões

Estudos de corte e contagem foram realizados em amostras de simulação Monte Carlo sob

várias hipóteses da constante de autoacoplamento trilinear do Higgs, λHHH, para três

canais diferentes, correspondentes aos estados finais do decaimento de HH → bbττ. Em cada caso, a seleção foi otimizada para que a razão sinal ruído fosse maximizada, consi-derando a maior parte dos sinais de fundo redutíveis e irredutíveis. Uma parametrização do detector ATLAS foi utilizada para estimar o impacto de seu desempenho em rejeitar os sinais de fundo. Como resultado final, a significância esperada para se detectar o sinal foi calculada, combinando-se os canais diferentes assumindo-se uma incerteza de 3% para a luminosidade e de 3% para os principais sinais de fundo. Sob tais condições, espera-se

que o sinal para λHHH/λSM = 1 tenha uma significância de 0.60σ, enquanto que para

λHHH/λSM = 2 espera-se uma significância de 0.40σ e se for zero, de e 0.84σ.

Assu-mindo que tenhamos dados do Modelo Padrão, podemos estabelecer um limite superior

de 4.3 × σ(HH → b¯bτ+_τ−

) em nível de 95% de intervalo de confiança para a seção de

choque de produção. Finalmente, podemos projetar uma exclusão de λHHH/λSM≤ −4

6

Trabalho em operações com o LAr

O conjunto de dados no ATLAS é dividido em runs que correspondem a um período de algumas horas de coleta (até 24 horas, dependendo das condições do feixe do LHC e do desempenho do detector ATLAS). Cada run é dividido em blocos de um minuto, (períodos denominados blocos de luminosidade: lumiblocks). Os dados são monitorados em vários estágios: durante o período de sua aquisição e durante o período de seu pro-cessamento, com o objetivo fundamental de se detectar qualquer problema que venha a comprometer sua qualidade. A infraestrutura de monitoramento é comum aos níveis on-line e offon-line de tomada dos dados, apresentando um refinamento da análise dos mesmos que evolui de um nível para outro.

Faz parte das atribuições do trabalho em operações que a bolsista deve executar tanto o monitoramento online do LAr, participando dos plantões de coleta de dados na sala de controle do ATLAS localizado no CERN, como no monitoramento offline da qualidade dos dados, estes últimos podendo ser realizados remotamente.

6.1 Monitoramento online do LAr

Durante a tomada de dados, uma avaliação bastante superficial é feita em tempo real usando uma amostra limitada dos mesmos. Os plantonistas (shifters) são o pessoal de-dicado a esta tarefa na sala de controle do ATLAS. Os plantonistas se concentram em problemas como corrupção dos dados ou falta de sincronização significativa que iriam comprometer a sua qualidade e que não permitiriam que os dados pudessem ser posteri-ormente recuperados. Durante a coleta de dados, monitorar o ruído do calorímetro, por exemplo, não é considerado uma tarefa prioritária já que as taxas de trigger permane-cem sob controle. As taxas de trigger são verificadas por um plantonista dedicado a esta tarefa que pode simplesmente ignorar a informação proveniente de uma região de ruído de tamanho típico de ∆φ × ∆η = 0.1 × 0.1 ou decidir aplicar a devida taxa de atenuação para o item do trigger que está saturando a largura da banda.

O LHC foi projetado para conter trens de ’pacotes’ (bunches) de prótons separados por 25 ns [49]. A janela de tempo de 25 ns correspondente, centrada na passagem do pacote de prótons pelo ponto de interação do experimento define um cruzamento de pacotes de prótons denominado bunch crossing. A configuração nominal do LHC para colisões próton-próton contêm 3564 cruzamentos de pacotes por revolução, sendo dado a cada um identificador de cruzamento denominado BCID (bunch crossing identifier ). Entretanto, nem todos os BCIDs correspondem a pacotes preenchidos com prótons. O preenchimento é feito em trens de grupos que contêm um número de pacotes igualmente

espaçados. Entre os trens, gaps curtos são deixados para injeção do feixe, e gaps mais longos para abortar o feixe. Para os fins de monitoramento online do LAr, interessa os grupos de pacotes preenchidos (filled bunch group), ou seja, um pacote em ambos os feixes do LHC; e o empty bunch group, ou seja, a ausência de pacotes de prótons. Como o tempo médio de arrasto do elétron no argônio líquido (da ordem de algumas centenas de nanosegundos) é maior do que o tempo entre dois filled bunches, a reposta do calorímetro é sensível à atividade de colisão em cruzamentos de pacotes antes e depois do BCID de interesse. Para limitar este impacto, os BCIDs que estão próximos de um BCID preenchido (num intervalo de 6 BCIDs) são excluídos do empty bunch group.

O sistema de trigger do ATLAS consiste de três níveis de decisão [50, 51]. Uma cadeia de trigger descreve três itens sucessivos que disparam o registro de um evento em disco. Os dados do ATLAS são organizados em streams, definidos por um menu de trigger que é uma coleção de cadeias de trigger. Os streams são divididos em duas categorias: streams de calibração e streams de interesse físico. Os streams de calibração são projetados para fornecer informação detalhada sobre as condições do run: luminosidade, empilhamento (pile-up), ruído da eletrônica, posição do vértice, etc., além de serem usados para moni-torar todas as componentes do detector. Já os streams de interesse físico contêm eventos que são potencialmente interessantes para análise de observáveis físicos. No caso do LAr, quatro streams de calibração principais são considerados para avaliação da qualidade dos dados.

• express_express stream: contém uma fração dos dados que é representativo para as cadeias de trigger mais comuns que foram utilizadas durante runs onde ocorreram colisões; quase todas estas cadeias de trigger estão contidas no filled bunch group. • CosmicCalo stream: contém eventos que foram disparados no empty bunch group,

onde não se espera colisões.

• LArCells stream: contém eventos de colisão parcialmente construídos, onde so-mente uma fração dos dados do LAr são guardados. O tamanho reduzido do evento permite condições de trigger menos restritivas e mais eventos na amostra de dados. • LArCellsEmpty stream: similar ao LAr Cells stream mas com condição de trigger

restrita ao empty bunch group.

CosmicCalo, LArCells e LArCellsEmpty contêm cadeias de trigger que requerem um elevado depósito de energia nos calorímetros. Os streams de interesse físico estão além do escopo deste projeto no que diz respeito às tarefas de operações do LAr. A avaliação

da qualidade dos dados no LAr tem por objetivo identificar várias fontes de problemas potenciais e apontar soluções. Os streams de calibração que contêm eventos de colisão (express_express e LArCells) são usados para identificar problemas de corrupção dos dados, e elevado ruído eletrônico. Tanto o CosmicCalo stream como o LArCellsEmpty stream que foram preenchidos por eventos disparados no empty bunch group, são usados para identificar células com ruído isoladas. Portanto, a avaliação da qualidade dos dados no LAr não tem por objetivo monitorar objetos físicos de alto nível (como bósons Z, por exemplo) e suas características (uniformidade, calibração massa invariante), esta tarefa é executada num contexto diferente.

6.2 Monitoramento offline do LAr

Já que a informação fornecida pelos streams de calibração é necessária para reconstruir os dados de interesse físico, tais streams são prontamente processados durante a fase denominada (express processing) que tem início com o run. Os dados são processados com o software do ATLAS denominado Athena seja nas estações de processamento do CERN [52] (Tier 0 Grid ) [53] ou na estação de calibração e alinhamento denominada CAF [54]. Histogramas de monitoramento são produzidos dentro do framework do Athena e pós processados com algoritmos dedicados para que a informação sobre a qualidade dos dados seja extraída. Os resultados da qualidade dos dados estão disponíveis no website do ATLAS [55] para todos os subsistemas. Uma primeira avaliação da qualidade dos dados é feita neste estágio. A base de dados das condições que armazena informações completas das condições do detector além de constantes de calibração em função do tempo são atualizadas. Estas tarefas são completadas em 48 horas ao final de um run. O período de 48 horas para esta revisão de qualidade dos dados é denominada loop de calibração.

Dada a complexidade das verificações que devem ser completadas através das 182 468 células do calorímetro, uma infraestrutura de web dedicada foi projetada. Esta infraes-trutura permite rápida extração e sumarização da informação relevante além de permitir uma otimização de ações para garantir a qualidade dos dados como a produção auto-matizada da atualização do bancos de dados. Apesar do alto nível de automação do procedimento de qualidade dos dados do LAr, uma supervisão adicional que é feita por pessoal treinado se faz necessária e que acontece sete dias por semana quando do período de coleta de dados. Uma vez que as condições do banco de dados são atualizadas e o período de 48 horas completo, o processamento de todos os streams de interesse físico (também denominado bulk ) é lançado. Tipicamente, o conjunto de dados completo estará disponível depois de alguns dias, e a avaliação final da qualidade é feita para verificar

se os problemas primeiramente observados durante o loop de calibração foram corrigi-dos pelas atualizações do banco de dacorrigi-dos de condições do experimento. Se o resultado do processamento bulk for considerado imperfeito, posteriores atualizações do banco de dados podem ser feitas. Entretanto, tais condições não são levadas em conta até o novo processamento dos dados, que pode acontecer alguns meses mais tarde. A avaliação fi-nal da qualidade dos dados para o processamento bulk é feita utilizando exatamente a mesma infraestrutura via web como a da primeira avaliação da qualidade dos dados com o processamento express pelo plantonista de qualidade de dados do LAr.

Em todos os estágios, quaisquer problemas que afetem a qualidade dos dados é regis-trado em banco de dados dedicado. A forma mais conveniente e flexível de documentar perdas nos dados é através do denominado ’defeito’ para um intervalo de validade. No LAr, aproximadamente 150 defeitos foram definidos para cobrir todos os problemas que foram observados durante o Run 1 e durante o primeiro ano do Run 2 em 2015. Estes defeitos podem ser globais (afetando todo o calorímetro) ou limitado a uma região do calorímetro (uma ou mais partições). Um defeito pode ser considerado ’intolerável’, im-plicando numa rejeição sistemática de um intervalo de validade afetado, ou ’tolerável’ e assim mantendo principalmente o conjunto de informações ainda disponíveis para análise de dados.

Os defeitos são utilizados para produzir uma lista de blocos de luminosidade e runs que são considerados como ’bons’ para posterior análise de dados. Tal infraestrutura é bastante poderosa, pois permite que se descreva com precisão e se monitore facilmente as fontes responsáveis pela perda dos dados além de ser bastante flexível, pois uma nova lista de ’bons’ runs e blocos de luminosidade podem ser imediatamente produzidos depois que um defeito foi modificado. Entretanto, como o o bloco de luminosidade é menor intervalo de tempo disponível para se rejeitar um conjunto de dados, a infraestrutura não está otimizada para lidar com problemas que acontecem em intervalo de tempo menor do que um minuto. Nesta situação, uma solução denominada veto de janela temporal (time window veto) é utilizada e que permite que o intervalo de tempo vetado possa ser tratado como qualquer outra fonte de perda de dados.

No LAr, a qualidade dos dados é avaliada através das ferramentas web que compõem o LADIeS (LAr Data Investigation and Sign-off ). O plantonista de qualidade de dados do LAr faz a revisão dos dados coletados dentro do período de 48 horas do loop de calibração, avaliando os streams de dados express_express , CosmicCalo, LArCells. Nesta etapa, o plantonista verifica se houve alguma queda repentina nas linhas de alta tensão devido a um pico de corrente. Deve monitorar também os canais das FEBs que indiquem erros na integridade dos dados. Normalmente, as ferramentas de monitoramento sinalizam se

houve mais de 1% de erros que comprometam a integridade de dados e que são tratados através de um veto na janela de tempo correspondente. Um defeito será designado para o processamento após o loop de calibração e sendo considerado ’intolerável’, o intervalo de tempo em que esteve presente não será considerado para um ’bom’ intervalo de tempo do run. Ainda antes do término do loop de calibração, o plantonista deve analisar o LArCellsEmpty stream para avaliar contaminação por sinal de fundo do feixe, além de identificar células com ruído eletrônico. Ao final do período de 48 horas, o processamento completo dos dados é realizado, e ao final deste, o plantonista repete todo o procedimento anterior para verificar se algum problema adicional ou já conhecido da etapa anterior ainda persiste. Após esta verificação final, o run é ainda analisado pelos coordenadores de qualidade de dados do LAr e só depois submetidos para o Grupo de Qualidade de Dados do ATLAS, notificando que aquele run foi devidamente investigado e sua qualidade atestada pelo grupo do LAr.

Os plantonistas dedicam-se em turnos de trabalho que acontecem diariamente, das 7:00 às 00:00 por duas semanas, monitorando os dados sendo coletados através das fer-ramentas da web dedicadas, e participando de reuniões diárias com os especialistas em hardware e software do grupo do LAr para garantir o máximo aproveitamento dos dados fornecidos pelo LHC e efetivamente registrados pelo ATLAS.

Durante o período do estágio no CERN, a bolsista cumpriu um total de 962 horas de trabalho como expert on call em qualidade de dados do LAr, desempenhando as tarefas de desenvolvimento de software e de plantonista do time de operações.

Referências

[1] 2015 Kinematic Distributions of W and Z Boson Production from pp Collisions at

√_{s = 13 TeV in the ATLAS Detector Tech. Rep. ATL-COM-PHYS-2015-613 CERN}

Geneva URL https://cds.cern.ch/record/2030646 [2] Aad G et al. (ATLAS) 2016 (Preprint 1603.09222)

[3] 2015 Measurement of the Production Cross Sections of a Z Boson in Association with

Jets in pp collisions at √s = 13 TeV with the ATLAS Detector Tech. Rep.

ATLAS-CONF-2015-041 CERN Geneva URL http://cds.cern.ch/record/2048104 [4] Higgs Pair Production in the H(→ ττ)H(→ b¯b) channel at the High-Luminosity

[5] Study of J/ψ and ψ(2S) production in √s_NN = 5.02 TeV p + Pb and √

s = 2.76 TeV pp collisions with the ATLAS detector Tech. rep. URL

http://cds.cern.ch/record/2029577

[6] Donadelli M 2014 Electroweak probes in heavy-ion collisions at the LHC with ATLAS Tech. Rep. ATL-PHYS-PROC-2014-219 CERN Geneva URL https://cds.cern.ch/record/1957108

[7] Donadelli M 2016 Journal of Physics: Conference Series 668 012011 URL

http://stacks.iop.org/1742-6596/668/i=1/a=012011

[8] Aleksa M et al. ATLAS Liquid Argon Calorimeter Phase-I Upgrade Technical Design Report Tech. rep. URL https://cds.cern.ch/record/1602230

[9] Aad G et al. (ATLAS) 2014 JINST 9 P07024 (Preprint 1405.3768) [10] Aad G et al. (ATLAS) 2012 Phys. Lett. B716 1–29 (Preprint 1207.7214) [11] CMS Collaboration 2012 Phys.Lett. B716 30–61 (Preprint 1207.7235)

[12] ATLAS and CMS Collaborations 2015 Phys.Rev.Lett. 114 191803 (Preprint 1503.07589)

[13] Aad G et al. (ATLAS) 2013 Phys. Lett. B726 88–119 [Erratum: Phys.

Lett.B734,406(2014)] (Preprint 1307.1427)

[14] Aad G et al. (ATLAS) 2013 Phys. Lett. B726 120–144 (Preprint 1307.1432) [15] Chatrchyan S et al. (CMS) 2014 Nature Phys. 10 557–560 (Preprint 1401.6527) [16] Chatrchyan S et al. (CMS) 2014 Phys. Rev. D89 092007 (Preprint 1312.5353) [17] Chatrchyan S et al. (CMS) 2014 JHEP 01 096 (Preprint 1312.1129)

[18] Englert F and Brout R 1964 Phys. Rev. Lett. 13(9) 321–323 URL

http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevLett.13.321

[19] Higgs P 1964 Physics Letters 12 132 – 133 ISSN 0031-9163 URL

http://www.sciencedirect.com/science/article/pii/0031916364911369

[20] Higgs P W 1964 Phys. Rev. Lett. 13(16) 508–509 URL

[21] Higgs P W 1966 Phys. Rev. 145(4) 1156–1163 URL http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRev.145.1156

[22] Guralnik G S, Hagen C R and Kibble T W B 1964 Phys. Rev. Lett. 13(20) 585–587 URL http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRevLett.13.585

[23] Kibble T W B 1967 Phys. Rev. 155(5) 1554–1561 URL

http://link.aps.org/doi/10.1103/PhysRev.155.1554

[24] Baglio J, Djouadi A, Grober R, Muhlleitner M M, Quevillon J and Spira M 2012 JHEP 10 (Preprint 1206.5001v2)

[25] ATLAS Collaboration Measurements of the Higgs boson production and decay rates

and coupling strengths using pp collision data at √s = 7 and 8 TeV in the ATLAS

experiment ATLAS-CONF-2015-007 URL https://cds.cern.ch/record/2002212 [26] Heinemeyer S et al. (LHC Higgs Cross Section Working Group) 2013 (Preprint

1307.1347)

[27] Grigo J, Melnikov K and Steinhauser M 2014 Nucl.Phys. B888 17–29 (Preprint 1408.2422)

[28] de Florian D and Mazzitelli J 2013 Phys. Rev. Lett. 111 201801 (Preprint 1309.6594)

[29] Abreu H et al. 2010 Journal of Instrumentation 5 P09003 URL

http://stacks.iop.org/1748-0221/5/i=09/a=P09003

[30] Buchanan N J et al. 2008 Journal of Instrumentation 3 P03004 URL http://stacks.iop.org/1748-0221/3/i=03/a=P03004

[31] Bazan A et al. (Liquid Argon Back End Electronics) 2007 JINST 2 P06002

[32] Electron efficiency measurements with the ATLAS detector using the 2012 LHC proton-proton collision data Tech. rep. URL http://cds.cern.ch/record/1706245

[33] Electron identification measurements in ATLAS using √s = 13 TeV data with 50

ns bunch spacing Tech. rep. URL http://cds.cern.ch/record/2048202 [34] Aad G et al. (ATLAS) 2016 (Preprint 1603.05598)

[36] Aad G et al. (ATLAS) 2014 JHEP 09 112 (Preprint 1407.4222)

[37] Cacciari M, Salam G P and Soyez G 2008 JHEP 04 063 (Preprint 0802.1189) [38] ATLAS Collaboration Tagging and suppression of pileup jets with the ATLAS

de-tector ATLAS-CONF-2014-018 URL https://cds.cern.ch/record/1700870 [39] ATLAS Collaboration Performance assumptions for an upgraded ATLAS

detector at a High-Luminosity LHC ATL-PHYS-PUB-2013-004 URL

https://cds.cern.ch/record/1527529

[40] ATLAS Collaboration Performance assumptions based on full simulation for an up-graded ATLAS detector at a High-Luminosity LHC ATL-PHYS-PUB-2013-009 URL https://cds.cern.ch/record/1604420

[41] Elagin A, Murat P, Pranko A and Safonov A 2011 Nucl.Instrum.Meth. A654 481– 489 (Preprint 1012.4686)

[42] Lester C and Summers D 1999 Phys.Lett. B463 99–103 (Preprint hep-ph/9906349) [43] Barr A, Lester C and Stephens P 2003 J.Phys. G29 2343–2363 (Preprint

hep-ph/0304226)

[44] Barr A J, Dolan M J, Englert C and Spannowsky M 2013 (Preprint 1309.6318) [45] Cranmer K, Lewis G, Moneta L, Shibata A and Verkerke W HistFactory: A tool for

creating statistical models for use with RooFit and RooStats CERN-OPEN-2012-016 URL https://cds.cern.ch/record/1456844

[46] Verkerke W and Kirkby D 2003 (Preprint arXiv:physics/0306116) [47] Verkerke W and Kirkby D URL http://roofit.sourceforge.net/ [48] Aad G et al. (ATLAS) 2015 JHEP 04 117 (Preprint 1501.04943) [49] Evans L and Bryant P 2008 JINST 3 S08001

[50] 1998 ATLAS level-1 trigger: Technical Design Report Tech. rep. Geneva URL https://cds.cern.ch/record/381429

[51] Jenni P et al. ATLAS high-level trigger, data-acquisition and controls: Technical Design Report Tech. rep. URL https://cds.cern.ch/record/616089

[52] 2005 ATLAS Computing: technical design report Tech. rep. Geneva URL https://cds.cern.ch/record/837738

[53] A A et al. 2011 Journal of Physics: Conference Series 331 072002 URL

http://stacks.iop.org/1742-6596/331/i=7/a=072002

[54] S C et al. 2011 Journal of Physics: Conference Series 331 072006 URL

http://stacks.iop.org/1742-6596/331/i=7/a=072006

[55] Adelman J et al. 2010 Journal of Physics: Conference Series 219 042018 URL http://stacks.iop.org/1742-6596/219/i=4/a=042018