Диссертация (1145387), страница 34
Текст из файла (страница 34)
Это позволило снизить систематическую ошибку измерения массы W-бозона и достичь значения mW = 80370 ± 19 МэВ,что является первым шагом на пути решения амбициозной задачи достигнуть точностиизмерения массы W-бозона ±10 МэВ.Для реконструкции треков заряженных частиц был разработан и создан детектор переходного излучения (англ., Transition Radiation Tracker, TRT), который, нарядус полупроводниковыми пиксельным (англ., Pixel) и стриповым (англ., SemiConductorTracker, SCT ) детекторами, является частью внутреннего детектора (англ., Ineer Detector)установки ATLAS. Основное назначение детектора переходного излучения, кроме восстановления треков, заключается в идентификации электронов, используя переходноеизлучение, которое возникает при прохождении заряженной частицей границы двухсред с разной диэлектрической проницаемостью.
Впервые, в большом коллайдерномэксперименте, успешно использован детектор переходного излучения для идентификации электронов.Основные результаты, полученные в ходе выполнения диссертационной работы,могут быть сформулированы следующим образом:1). Получены новые экспериментальные данные для инклюзивных спектров рожденияZ-бозонов в канале их распада на электронные или мюонные пары по поперечномуимпульсу и быстроте Z-бозона в протон-протонных взаимодействиях при беспреце√дентно высоких энергиях s = 8 ТэВ.2).
Разработан и реализован новый метод измерения полного набора поляризационныхугловых коэффициентов лептонных пар, рождающихся в процессе Дрелла – Яна в√протон-протонных столкновениях с энергией s = 8 ТэВ, путем измерения угловыхраспределений лептонов (электронов и мюонов) от распадов Z-бозонов с дилептонными массами в области полюса массы Z-бозона.1543).
Показано, что точность выполненных измерений, достаточна чтобы увидеть отличия при выборе различных теоретических моделей образования партонных ливней вгенераторах событий и схем сопоставления образовавшихся партонов с вычислениемматричных элементов жесткого процесса.4). Впервые с высокой точностью измерены все восемь поляризационных угловых коэффициентов A0 , ..., A7 как функции поперечного импульса pZT Z-бозона вплоть доpZT < 600 ГэВ интегрально по всему диапазону псевдобыстроты y Z Z-бозона, а такжев трех диапазонах по быстроте: 0 < |y Z | < 1, 1, 0 < |y Z | < 2, 0 и 2, 0 < |y Z | < 3, 5.5).
Впервые экспериментально обнаружено значительное отклонение измеренной разности коэффициентов A0 − A2 от расчетов в NNLO ( O(αs2 )), что указывает нанеобходимость учета теоретических поправок более высоких порядков для описания измеренной разности коэффициентов.6). Экспериментально продемонстрировано нарушение соотношения Лам – Тунга [47],A0 − A2 = 0, которое означает, что при высоких энергиях доминирующим является рождение Z-бозона с поперечной поляризацией, и это выполняется для любойсистемы покоя Z-бозона.7).
Впервые экспериментально показано, что угловые коэффициенты A5 , A6 и A7 неравны нулю, как это и ожидалось из теоретических расчетов в NNLO приближении.8). Выполнены расчеты поляризационных угловых коэффициентов в фиксированныхпорядках теории возмущений NLO и NNLO с помощью программ DYNNLO и FEWZ.9). Выполнены расчеты поляризационных угловых коэффициентов для ряда наиболеешироко используемых Монте-Карло генераторов событий, таких как Powheg ВOX,Powheg + MiNLO, Sherpa, Powheg +Pythia 8, Powheg +Herwig и других.10). Разработана конструкция и созданы модули (тип А) для торцевой части детектора переходного излучения, который впервые используется в большом коллайдерномэксперименте.
Детектор переходного излучения обеспечивает высокую эффективность восстановления треков заряженных частиц (∼100%) и позволяет улучшитьимпульсное разрешение внутреннего детектора при больших поперечных импульсахна 10%. Кроме того, детектор обладает уникальной способностью проводить идентификацию электронов в условиях большой множественности заряженных частици большой частоты протон-протонных столкновений, реализуемых на коллайдереLHC.155Основные выводы диссертации:1). Измерение угловых поляризационных коэффициентов, в частности за счет корреляции угловых распределений лептонов, является важной составляющей на пути прецизионных измерений параметров электрослабой модели, таких как масса W-бозонаи синуса угла смешивания Вайнберга sin2 θW , на коллайдере LHC.2). Угловые поляризационные коэффициенты измерены в настоящей работе как функции поперечного импульса Z-бозона pZT интегрально и в нескольких интервалах побыстроте y Z , покрывающей почти весь диапазон фазового пространства, в которомнаблюдается рождение Z-бозонов при протон-протонных столкновениях с энергией√s = 8 ТэВ.
Это стало возможным благодаря использованию декомпозиции сечения рождения Z-бозона на девять слагаемых, где в каждом слагаемом используетсясвой угловой поляризационный коэффициент, инкапсулирующий динамику рождения Z-бозона, которая описывается полиномами по углам вылета лептона в системепокоя Z-бозона.
Шаблонные распределения для девяти полиномов, свернутые с учетом аксептанса детектора и эффективности регистрации лептонов, подгоняются кизмеренным угловым распределениям лептонов для извлечения угловых поляризационных коэффициентов в полном фазовом пространстве Z-бозона.3). Измерения угловых поляризационных коэффициентов выполнены в настоящей работы с беспрецедентной точностью такой, что сравнение измеренных значений коэффициентов с теоретическими расчетами и предсказаниями из Монте-Карло генераторов позволяет почувствовать вклад КХД поправок более высокого порядка запределами точности расчетов.4). В большей части фазового пространства точность измерений, выполненных с использованием электронных или мюонных пар, позволяющих перекрыть диапазонпо быстроте Z-бозона соответственно 0 < |y Z | < 3, 5 и 0 < |y Z | < 2.5, ограниченатолько статистической ошибкой данных.
Эта ошибка составляет 0,002 при малыхпоперечных импульсах Z-бозона pZT и достигает значения 0,008 при pZT = 150 ГэВ.Экспериментальные систематические ошибки много меньше почти во всем диапазоне pZT . Теоретические систематические ошибки минимизированы через процедурупостроения шаблонных распределений так, что ошибка, связанная с неточностьюопределения партонных функций распределения, которая является доминирующейтеоретической ошибкой, не превышает значения 0,004 во всем диапазоне pZT .5).
Созданные модули для торцевой части детектора переходного излучения удовлетворяют всем предъявляемым требованиям и позволяют успешно выполнить физическую программу эксперимента ATLAS. Большинство физических результатов,156полученных в эксперименте ATLAS, были бы недоступны без надежной работы детектора переходного излучения.
Использование детектора переходного излученияпозволило достигнуть эффективность идентификации электронов ∼ 95% в областипсевдобыстроты электронов |η| < 2, 47 при коэффициенте подавления адронного фона ∼ 100. При реконструкции треков детектор переходного излучения предоставляетвозможность учесть потери электронами энергии на тормозное излучение. Это позволило увеличить эффективность реконструкции электронов на ∼ 7% и достигнутьэффективности ∼ 99% во всем диапазоне псевдобыстроты |η| < 2, 47 для электроновс энергией ET > 80 ГэВ.157ПриложенияAШаблонные распределенияДвумерные графики 54–56 для полиномов и шаблонных распределений по переменнымcos θCS и φCS для трех характерных интервалов по pZT . Построение шаблонных распределений обсуждается в разделе 4.1.
Шаблонные распределения проинтегрированы поZтретьей переменной p``T , которая учитывает миграцию событий с заданным pT при реконструкции. Различия в форме между полиномами и шаблонными распределениямиотражают эффекты, связанные с аксептансом детектора и эффективностью регистрации лептонов.0.440.2-0.40.2 0.4 0.6 0.80.0250.0230.01520.010.00550.0240.0130-0.012-0.021010.2 0.4 0.6 0.8cos θCS50.0240.0103-0.012-0.02-0.0310-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 00.02403-0.02-0.041-0.060.2 0.4 0.6 0.81cos θCS210-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 00.2 0.4 0.6 0.8543210-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 00.2 0.4 0.6 0.81cos θCSCS1cos θCSeeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 132-173 GeV6CSCSCSφCSCSCSCS30.090.080.070.060.050.040.030.020.0100.080.060.040.020-0.02-0.04-0.06-0.08-0.1ATLAS SimulationeeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 132-173 GeVT0.260.1850.160.14485241TφCS0.04060-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0ATLAS SimulationTemplated P (cos θCS, φ )φCST0.01eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 22-25.5 GeV6cos θCSeeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 132-173 GeV15-0.040.2 0.4 0.6 0.8cos θCSATLAS Simulation0.2 0.4 0.6 0.8TφCSCS0.03CS10.02ATLAS Simulation0.04CS0.2 0.4 0.6 0.80.040.0350.030.0250.020.0150.010.0050-0.005eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 22-25.5 GeV6φ0-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 00.03cos θCS410.041Templated P (cos θCS, φ )20.050-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0TφTemplated P (cos θCS, φ )CSφ30.0624ATLAS SimulationT40.0741Templated P (cos θCS, φ )eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 22-25.5 GeV50.085cos θCS0ATLAS Simulation663-0.030-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 5-8 GeVTφ0.0344ATLAS SimulationTemplated P (cos θCS, φ )0.03CSCS561cos θCSeeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 5-8 GeVTφ0.0350CSφTemplated P (cos θCS, φ )ATLAS SimulationT0.2 0.4 0.6 0.80.2 0.4 0.6 0.8cos θCSeeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 5-8 GeV60-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 01.108cos θCS1CS01.20-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2-1Templated P (cos θCS, φ )0-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2CS-11.31-0.880-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.211.4Templated P (cos θCS, φ )1ATLAS Simulation1.52-0.6-0.811.63-0.410.2 0.4 0.6 0.81.7-0.22-0.601.84CS21.950326P8(cos θCS, φ )0.65-0.230.8Templated P (cos θCS, φ )04ATLAS Simulation16P4(cos θCS, φ )CS0.2φ5CSATLAS Simulation0.4P0(cos θCS, φ )φCSATLAS Simulation60.1230.120.080.0610.040-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 00.2 0.4 0.6 0.81cos θCSРисунок 54 — Полиномы P0,4,8 (вверху) как функции cos θCS и φCS .
Ниже на графикахпоказаны шаблонные распределения t0,4,8 , полученные для канала eeCC интегрально побыстроте y Z для малых (5 − 8 ГэВ), средних (22 − 25.5 ГэВ) и больших (132 − 173 ГэВ)значений импульса pZT .1580.1-0.20.00530-0.010.2 0.4 0.6 0.80-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 00.2 0.4 0.6 0.810.0102-0.011-0.020.2 0.4 0.6 0.8-0.022-0.041cos θCSCSCS0.0230-0.02-0.04-0.060-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 00.2 0.4 0.6 0.805CSCSφATLAS Simulation-0.005-0.0141eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 132-173 GeVT60.040.0350.0240.0130-0.0153-0.02-0.02520-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0-0.03-0.0350.2 0.4 0.6 0.81cos θCS-0.08cos θCS0.0056CSCSCSCS2eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 132-173 GeV1-0.0610.0441200.2 0.4 0.6 0.80.061T0.086523ATLAS Simulation10.0230-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0TφCS50-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0Templated P (cos θCS, φ )CSφ0.044Templated P (cos θCS, φ )CSφ0.021CST41eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 22-25.5 GeVcos θCST50.2 0.4 0.6 0.8cos θCSATLAS Simulation6eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 132-173 GeV6-0.040-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 01eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 22-25.5 GeVcos θCSATLAS Simulation-0.02-0.06-0.02CS101CS20.040.030.020.010-0.01-0.02-0.03-0.04-0.05Templated P (cos θCS, φ )CSφ30.023cos θCSATLAS SimulationT4φCSCS0-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 22-25.5 GeV50.0442-0.0151160.065-0.0052cos θCSATLAS Simulation634eeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 5-8 GeVTφ0.2 0.4 0.6 0.80.0150.01-0.040-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 01Templated P (cos θCS, φ )-0.0210.02510620.024ATLAS SimulationTemplated P (cos θCS, φ )520.2 0.4 0.6 0.8cos θCSeeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 5-8 GeVTφCSφ0.04Templated P (cos θCS, φ )ATLAS SimulationT3-0.80cos θCSeeCC: yZ-integrateds = 8 TeV, pZ = 5-8 GeV61CS0.2 0.4 0.6 0.8-0.60-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.230-0.41-0.40-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.21-0.2-0.3cos θCSATLAS Simulation02Templated P (cos θCS, φ )0.2 0.4 0.6 0.80.23-0.21-0.800.4Templated P (cos θCS, φ )-0.60-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.20.64-0.12-0.410.8-0.012-0.02-0.0310-1 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2 0CS26503P3(cos θCS, φ )0.24φCS0.35030.430.26Templated P (cos θCS, φ )0.44ATLAS SimulationP2(cos θCS, φ )CS0.65φ0.8CSATLAS SimulationP1(cos θCS, φ )φCSATLAS Simulation6-0.040.2 0.4 0.6 0.81cos θCSРисунок 55 — Полиномы P1,2,3 (вверху) как функции cos θCS и φCS .
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
