Parte_III - INFN

Fisica del bosone di Higgs a LHC
- Ricerca dell’ Higgs:
principali canali di ricerca dell’ Higgs “standard”,
problematiche sperimentali e teoriche nel controllo dei fondi.
-Ricerca dell’ Higgs nel “Minimal Supersymmetric
Standard Model” (MSSM):
decadimenti degli Higgs supersimmetrici (5 nel MSSM)
in particelle standard e/o in super-particelle leggere
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XX ciclo
1
Le aspettative dal Tevatrone
C’è un Higgs a 115 GeV ?
Dovremo comunque attendere
fino al 2007 ...
Al Tevatrone, il processo rilevante è quello
di W-stralung (analogamente a quello di
q
W
W*
Z-stralung a LEP):
q’
H
seguito dal decadimento H bb :
U.Gasparini
non facile...
Corso SM, Dottorato, XX ciclo
2
Ricerca dello SM
Higgs a LHC:
i “golden channels”
Higgs branching
fractions:
serve “aiuto”
per mH115 ...
mH=130
difficile
H
103
“facile”
100fb-1
“abbastanza facile”
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Corso SM, Dottorato, XX ciclo
3
Meccanismi di produzione dell’Higgs a LHC:
La “produzione associata”
Higgs-top, Higgs-W
può essere d’aiuto a bassi valori
di massa (dove la ricerca
è più difficile)
“gluon fusion”
“Vector boson
fusion”
(da quark
scattering)
(dominante a LEP,
Tevatron)
U.Gasparini
Meccanismi di
produzione
più importanti
Corso SM, Dottorato, XX ciclo
4
Ricerca dell’Higgs a LHC...
LHC : 10 fb-1 per il 2007 ?
H  4 leptoni
H  gg, bb
“produzione associata” Htt
(trigger di leptone
singolo: t  m/e X ) : canale promettente,
in aiuto al ”classico” H  gg
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5
Produzione associata: ttH
Come a LEP, il b-tagging potrà risultare cruciale (almeno per le ricerche
dell’ Higgs a bassa massa):
Htt  bb + 4jets l n
... e ancor più negli scenari
Super-Simmetrici
(vedi dopo; in particolare: t tagging)
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6
Hgg
Per mH 115-130 GeV il canale Hgg resta comunque il più importante,
nonostante il basso branching fraction:
decadimento: BR(Hgg )  10-3
produzione:
g
t
H0
t
t
g
Essenziale un’ ottima risoluzione
del calorimetro e.m.: sE/E  1-2 %
la richiesta di 2 jets
( => produzione qqH)
diminuisce
drasticamente il fondo
mH=120
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7
HWW  l n l n ( l = e, m)
Nella regione mH 130-180 GeV il canale HWW diventa il più importante
CMS: selezione di eventi con
di-muoni a High Level Trigger
segnale HWW  2m 2n
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HWW  l n l n ( l = e, m)
Predizione simulazione
a LHC (CMS):
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Dati reali al Tevatrone (D0):
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HWW  l n l n ( l = e, m)
E1st jet tt 2l X
H 2l 2n
bb 2l X
Reiezione dei fondi:
- isolamento leptoni
(=> rigetta bb jets,
top)
- pT > 25, 20 GeV/c
(=> bb )
-veto su jets “centrali”
(=> top)
miss>
GeV/c2
- ET
40
( => Z, top)
Fondo “irriducibile”:
produzione incoerente
di WWU.Gasparini
(next slide)
Importante e’ la risoluzione in ET miss> del rivelatore:
H 2l 2n
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Z/g* DrellYan processes
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HWW  l n l n ( l = e, m)
La produzione incoerente di WW puo’ essere soppressa
con un taglio sull’ angolo tra i due leptoni
Selezione finale:
Signal region
Wt/tt region
Nota: esperimento di conteggio (non c’e’ un segnale risonante)
 e’ cruciale il controllo della sistematica dovuta al fondo
il levello del fondo deve essere estraploato dai dati (=> mimimo uso
delle predizioni MonteCarlo…)
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HWW  l n l n ( l = e, m)
Metodo: si definisce per il fondo una “selezione di riferimento”,
si usa il MonteCarlo per estrapolare il fondo da questa alla regione
di segnale
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H  ZZ*  4l ( l = e, m)
La regione 130-180 GeV è comunque accessibile anche
al canale H  ZZ* (ma statistica decisamente inferiore!):
Fondi principali:
- produzione incoerente di
coppie di Z;
- tt  4l X
- Z + bb jets  4l X
Per confronto: qqH, H  WW
L=60 fb-1
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H  ZZ*  4l ( l = e, m)
Low mass region:
The 5s discovery for
MH > 130 GeV/c2 with ZZ*->4l :
H->ZZ*->4m
20 fb-1
High mass region:
H->ZZ->4m
20 fb-1
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H  ZZ ad alte masse (mH>0.5 TeV)
Per mH>0.5 TeV la sezione d’urto di produzionde diventa piccola:
- e’ necessario utilizzare anche I decadimenti adronici di una delle
due Z
- cio’ e’ possibile, perche’ a masse elevate, il fondo da jets di QCD
e’ piccolo
- tuttavia, laricerca necessita di elevata luminosita’ integrata:
100fb-1
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Possibilità di scoperta dello SM Higgs: sommario
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Fisica oltre lo SM: bosoni di Higgs in
SUSY
Nelle teorie SuperSimmetriche (vedi dopo) il settore di Higgs si
arricchisce di nuove particelle; nell’ estensione supersimmetrica
Minimale del modello standard (MSSM) vi sono due doppietti (complessi)
di Higgs che danno luogo a 5 campi scalari fisici (3 neutri e 2 carichi;
degli 8 gradi di liberta’ originari, 3 sono assorbiti per dare massa
ai bosoni W,Z, come nel Modello Standard)
La fenomenologia degli Higgs supersimmetrici comprende :
- Higgses prodotti via SM diagrams
- decadimenti “standard”
- decadimenti in s-particles
- MSSM Higgses prodotti in decadimenti di squarks/ gluini
L’ importanza relativa dei vari processi dipende dagli spettri di massa
delle varie particelle (Higgs e “s-particles”), che a loro volta dipendono
dai parametri di input scelti nello spazio dei (molti!) parametri della teoria
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Teorie Supersimmetriche
Supersimmetria (SUSY): postula una nuova simmetria tra fermioni e bosoni;
il generatore (o i generatori) del nuovo gruppo di simmetria, che estende
il gruppo di Poincare’ delle roto-traslazioni, trasforma
i fermioni in bosoni e viceversa: Q|y> = |f>, Q| f > = |y>
Q induce un cambiamento di spin ½ (carica spinoriale), e la sua
conservazione richiede valgano le regole di anticommutazione con i
generatori del gruppo di Poincare’:
[Qa,Qb] = 2gmabpm
[Qa,Mmn] = (1/2)smnQa
[Qa,pm] = 0
(g matrici di Dirac, s matrici di Pauli, a,b =1,2,3,4 indici spinoriali)
 La supersimmetria connette i gradi di liberta’ interni con quelli esterni
dello spazio-tempo
=> una sua formulazione locale include automaticamente la gravita’
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Teorie Supersimmetriche (II)
-Per ogni particella ordinaria esiste una controparte
supersimmetrica : fermioni (spin ½)
<=> s-fermioni (spin 0)
(quarks, leptoni)
(s-quark,s-leptons)
bosoni di gauge (spin 0) <=> gaugini (spin ½)
g, Z, W
fotino, Zino, Wino
Higgs
Higgsino
- Viene risolto il problema della divergenza ultravioletta della massa
dell’ Higgs (problema della “naturalezza”: abnorme ‘fine-tuning’ necessario
nella teoria ordinaria per mantenere finita la massa dello
scalare, “proteggendola” dalle loop corrections:
J=1
J=0
J=1/2
dmH2 
+
+
 g2  d4k/k2
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Teorie Supersimmetriche (III)
In SUSY, si hanno automatiche cancellazioni dei vari
contributi, perche’ particelle e super particelle intervengono nel loop
con segni opposti; le cancellazioni sono esatte se tutte le particelle
sono degeneri ed hanno le stesse costanti di accoppiamento;
una massa dell’ Higgs dell’ ordine o inferiore a 1 TeV richiede che
la supersimmetria sia rotta su questa scala (ossia le masse delle
Superparticelle si differenzino a questa scala: |mB2–mF2| < 1 TeV2 )
I gaugini, partner supersimmetrici dei bosoni di gauge: fotino, Wino, Zino
e i partners dei bosoni di Higgs:
“higgsini” H1, H2
non sono autostati di massa.
Questi sono i “neutralini” c01,2,3,4 e i “chargini” c1,2, che si ottengono da
gaugini e higgsini attraverso una matrice di mixing che dipende da tre
parametri, la “masse di Maiorana” dei gaugini M1,M2,M3 associate ai
Sottogruppi SU1,SU2,SU3 dello standard model alla scala di
Grande Unificazione
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Particelle Supersimmetriche
Gli autostati di massa
(neutralini e chargini) sono misture
di higgsini e Wini/Zino,fotino
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Teorie Supersimmetriche (IV)
Ulteriori aspetti che rendono attrative le SUSY:
Modifica l’evoluzione
delle costanti di accoppiamento
nelle Equazioni del Gruppo di
Rinormalizzazione (RGE)
importanti implicazioni
cosmologiche
(vedi dopo)
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“MSSM”
Il “Minimum Supersymmetric Standard Model” (MSSM) e’
l’ estensione minimale del modello Standard, quella cioe’ che
prevede il minimo spettro di particelle compatibile con l’esistenza
della supersimmetria. Ad esempio, prevede l’ esistenza di due soli
doppietti di Higgs (e’ il minimo numero necessario per dare
massa sia ai fermioni che agli s-fermioni)
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Settore di Higgs: dallo SM al MSSM
Nel Minimal SuperSymmetric Model vi sono due doppietti di Higgs:
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“Constrained” MSSM
Nella versione “constrained” (CMSSM), si ipotizza che alla scala di Plank
vi sia un unico parametro di massa universale per tutti i gauigini, m1/2 ,
ed un’ unica massa universale per gli scalari, m0.
L’intero spettro di bassa energia (ossia quello osservabile sperimentalmente)
delle particelle supersimmetrice dipende da questi parametri e dalle
costanti di accoppiamento, ed e’ calcolabile in funzione di questi
parametri di input attraverso le equazione del gruppo di
rinormalizzazione.
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“Constrained” MSSM
Le sezioni d’urto dei processi
di produzione di s-particles
(e quindi le capacita’ di
scoperta , “Physics reach”,
per una data luminosita’
integrata per una macchina
ad una certa energia) vengono
riportate nel piano
(m0, m1/2)
nel quale vengono scelti dei
‘benchmark points’, per i quali
vengono fatti gli studi
fenomenologici dettagliati
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“Constrained” MSSM
Esempio di “bench-mark point” (punto nello spazio dei parametri
scelto per calcolare in dettaglio lo spettro delle s-particelle, simulandone
la produzione e le possibili catene di decadimento nei rivelatori)
questo scenario
implica la possibilita’ di
decadimenti dell’Higgs
in s-particles
e.g. (vedi dopo):
A, H  c20 c20  4l + ETmiss
l + l - c1 0
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Rottura spontanea di simmetria in SUSY
I possibili modelli supersimmetrici si differenziano (anche) per la
modalita’ attraverso la quale avviene la rottura spontanea di simmetria,
ossia per quali sono i campi attraverso cui la rottura di simmetria
viene comunicata dal settore di campi supersimmetrici in cui la
simmetria e’ nascosta (particelle e s-particelle hanno la stessa massa:
cosa evidentemente falsa: un s-elettrone di 511 keV non esiste…)
al settore visibile dello spettro ‘reale’ del MSSM.
Cio’ avviene attraverso interazioni che possono essere:
-Gravity mediated: i termini di lagrangiana di ‘susy breaking’
contengono superpotenziali con il gravitone ( e.g. “mSUGRA”)
-Gauge mediated: il superpotenziale e’ costruito da campi di
ordinari di gauge
(+ altri scenari anomali/esotici “ASMB”)
La spettroscopia risultante dipende anche da questo…
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Rottura spontanea di simmetria in SUSY
Esempi di spettri in differenti scenari di Susy Breaking
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Settore di Higgs nel MSSM
A livello albero, tutte le masse degli Higgs sono determinate da solo due
parametri, ad esempio: mA, tan b
rapporto tra i v.e.v: <f>/<f’>
massa dello pseudoscalare neutro
mH2   mA2 0  mW2 
(
mh20 , H 0  12 mA2 0  mZ2 0  (mA2 0  mZ2 0 ) 2  4mZ2 0 mA2 0 cos 2 2b
)
Le correzioni radiative modificano sensibilmente questa predizione
(altrimenti lo MSSM sarebbe già stato eliminato da LEP...)
Tuttavia...
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30
Masse degli Higgs nel MSSM
Nel MSSM, ci deve essere almeno un Higgs leggero, h0
(mh0  130 GeV per qualsiasi valore di mA, tan b):
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Costanti di accoppiamento
mixing stop-sbottom
Higgs couplings to fermions:
_
• gh tt
0
cos a
 mt
sin b
f
• g H 0t t  mt
H
f
sin a
sin b
• g A t t  mt cot b
0
• g h bb
0
 sin a
 mb
cos b
• g H 0bb  mb
cos a
cos b
• g A bb  mb tan b
0
• proportional to mass  3rd generation favoured
• tan b enhances couplings to down-type fermions
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Corso SM, Dottorato, XX ciclo
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Sezioni d’urto
Le sezioni d’urto dipendono drasticamente da tan b:
tg b=1.5
tg b=30.
0
h0 H
Mh/H(GeV/c2)
U.Gasparini
Mh/H(GeV/c2)
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b
q
Limiti su MSSM a LEP
q
tanb
LEP ha già fatto un buon
lavoro di esclusione, ma
in una regione limitata
dello
spazio dei parametri...:
h/A/H
CDF
b
Maximal
Stop mixing
10
1
Mh> 84 GeV
0.
e+
g
mh
140.
0.
300.
mA
No mixing
Z*
e-
A
h
LEP
10
1
0.
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mh
140.
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0.
300.
mA
34
MSSM a LHC
La copertura dello spazio dei parametri viene notevolmente estesa:
I decadimenti
nel t giocano
un ruolo essenziale:
h0,A0,H0  tt
• tt  jet + jet
• tt  lepton + jet
• tt  lepton + lepton
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BR di h0,A0,H0
I BR (h0,A0,H0 tt ) sono dell’ ordine del 10% :
Canale “raro”
ma non troppo...
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MSSM a LHC...
La identificazione del t e il b-tagging saranno essenziali per “chiudere” lo spazio
dei parametri:
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MSSM a LHC...
H+ tn :
b
g
g
t
t
t
b H+
n
b
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MSSM a LHC...
il segnale di h0 dovrebbe sempre essere trovato:
stessa tecnica (stessi problemi...vedi sopra) di HSM gg
al di sotto di questo
“triangolo” nel piano (mA,tanb)
si rischia di avere una sola
“segnatura” disponibile....
nuove idee per coprire la regione a bassi tanb - alti mA
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Higgs light sparticles
Se i neutralini e/o chargini (mixing delle controparti supersimmetriche dei
bosoni di gauge, i gaugini, e dei bosoni di Higgs, gli higgsini)
sono sufficientemente leggeri, l’Higgs supersimmetrico
puo’ decadere, oltre che in particelle ordinarie, anche in tali
~
s-particelle:
0
= c
A0
… interesting coupling:
(neutralinos)
H0
~0
0
= c
Z
Most promising decay channel:
A, H  c20 c20  4l + ETmiss
l + l - c1 0
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