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Plano de Pesquisa

Pós-Doutorado Sênior

Programa de medidas de precisão de bósons W em associação

com jatos-b e procura por produção de pares de bósons de

Higgs em colisões próton-próton a√s = 13 TeV com o

detector ATLAS do LHC

Bolsas Individuais no País

Marisilvia Donadelli

Instituto de Física da Universidade de São Paulo

Julho de 2016

Marisilvia Donadelli

Resumo

O LHC (Large Hadron Collider) se encontra se encontra atualmente no

período de coleta de dados denominado Run-2 quando feixes de prótons coli-

dem a uma energia do referencial do centro de massa de√s = 13 TeV. Com

essa escala de energia sem precedentes, uma nova etapa se abre para que me-

didas de precisão como a produção de bósons vetorias W em associação com

jatos de quarks b possam ser realizadas por representarem um teste para os

métodos de QCD perturbativa no contexto do Modelo Padrão. Mas a energia

sem precedentes também abre as portas para busca por Nova Física Além do

Modelo Padrão - BSM (Beyond Standard Model) e neste contexto, destacamos

a procura pela produção de pares de bósons de Higgs no canal hh → bbττ .

Estas análises utilizam o conjunto completo de dados coletados pelo detector

ATLAS de agosto a novembro de 2015 em colisões p + p a√s = 13 TeV, no

modo de espaçamento de 25 ns entre ’pacotes’ de prótons que colidiram e que

corresponderam a uma luminosidade integrada de 3.2 ± 0.2 fb−1. Entretanto,

para que os resultados de medidas de observáveis físicos sejam de precisão,

além de permitirem a busca por Nova Física, a excelente condição de operação

do detector ATLAS e o subsequente monitoramento dos dados coletados é de

vital importância. Neste sentido, este projeto também destaca o envolvimento

com operações, particularmente no contexto do monitoramento da qualidade

dos dados coletados pelo calorímetro de argônio líquido do ATLAS.

1 Publicações e participação em conferências/workshops

No período de 31 de Março de 2014 a 19 de Maio de 2016 a candidata cumpriu

período de estágio de pós doutoramento no exterior (CNPq - Processo [246693/2012-

6]) no Centro Europeu de Pesquisas Nucleares - CERN, localizado em Genebra na

2

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 Associ-

ation 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;

3

• ATLAS HH workshop 2016, 18-20 de Janeiro - Laboratoire de l’Accélérateur

Linéaire, Orsay, França - Prospects of hh→ bbττ analysis at High Lumi-

nosity LHC - Plenary Talk;

• The 23rd Low x Meeting, 1-5 de Setembro de 2015 - Sandomierz, Polônia Me-

asurements of Drell-Yan and vector boson plus jet productions in

ATLAS - Plenary Talk;

• The 15h International Conference on Strangeness in Quark Matter, 6-11 de Ju-

lho 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 -

Participant;

• ECFA High Luminosity LHC Experiments Workshop, 21-23 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 col-

lisions 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 deno-

minado Run-2 e que se estenderá até 2018. Ao término deste período, estão previstas

atualizações progressivas em todos os experimentos do LHC, tanto nos seus detec-

tores 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 plano de pesquisa

se insere, medidas de precisão no contexto do Modelo Padrão tais como a produção

4

de bósons vetorias W em associação com jatos (W+ jatos), representam um dos

processos mais importantes no LHC. A alta seção de choque e o fato de constituir

uma assinatura experimental limpa, permitem que a produção W+ jatos possa ser

investigada com grande precisão num extenso intervalo de multiplicidade de jatos

e de escala de energia [10, 11, 12]. Tais medidas representam um importante teste

para o Modelo Padrão, assim como para métodos de teoria de QCD perturbativa

(perturbative Quantum Chromodynamics), além de serem ferramentas que compõem

o fundamento de todas as simulações teóricas de colisões de alta energia em colisores

hadrônicos. A reação p + p → W+ jatos representa também importante sinal de

fundo para vários processos previstos pelo Modelo Padrão como produção de tt̄, single

top, di-bóson, e bóson de Higgs. No contexto de procura por Nova Física Além do

Modelo Padrão - BSM (Beyond Standard Model), a produção de W+ jatos múltiplos

também representa um sinal de fundo dominante em assinaturas com léptons, energia

transversa faltante e jatos.

Ainda no contexto BSM, onde este plano de pesquisa também se insere, destaca-

mos a procura pela produção de pares de bósons de Higgs no canal hh→ bbττ . Com

a descoberta do bóson de Higgs no LHC em 2012 [13, 14], uma nova fronteira para o

teste do setor escalar do Modelo Padrão e suas possíveis extensões foi aberta. Desde

então, muito progresso tem sido alcançado com relação a medidas de acoplamento

do bóson de Higgs com férmions e bósons vetoriais [15, 16, 17], bem como o estudo

do seu spin e de suas propriedades de carga-paridade [18], com todos estes resultados

consistentes com o esperado para um bóson de Higgs do Modelo Padrão. Dentro do

Modelo Padrão, a existência do bóson de Higgs é consequência da quebra de sime-

tria eletrofraca - EWSB (Electroweak Symmetry Breaking), e portanto, a medida do

auto-acoplamento trilinear do Higgs com a subsequente reconstrução do potencial

de Higgs é de vital importância, com tal medida podendo ser realizada através do

estudo de produção de pares de Higgs. Embora tal produção tenha sido amplamente

estudada na literatura [19, 20, 21, 22, 23], os resultados do Run-1 são insuficientes

para apresentar sensibilidade ao acoplamento no Modelo Padrão mesmo com a com-

binação de vários canais, considerando que a taxa de sinal extremamente pequena

está imersa num imenso sinal de fundo [24, 25, 26]. Entretanto, no contexto BSM de

Nova Física, a taxa de produção de pares de Higgs pode ser maior, com resultados

5

do Run-1 estabelecendo limites através da combinação de vários canais [27].

Além do trabalho com análise de dados como delineado nos parágrafos ante-

riores, este projeto 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 Spectro-

meter). O detector interno ID, que circunda diretamente o ponto de interação, é

formado pelo Pixel (Silicon Pixel Detector), incluindo o novo detector IBL (Inserta-

ble 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 de-

tector 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.

Aproximadamente 200 mil canais compõem os calorímetros eletromagnético e ha-

drônico, proporcionando alta segmentação e hermiticidade com cobertura azimutal

completa na região |η| < 5. Além de fornecer medidas de energia e posição das par-

tículas, 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 lí-

1O ATLAS utiliza um sistema de coordenadas (x, y, z) com origem no ponto de interação no-

minal. 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.

6

quido 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 tubos 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.

3.1 O Calorímetro de Argônio Líquido - LAr

O calorímetro de argônio líquido do ATLAS (LAr) foi projetado para realizar me-

didas 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 (EmissT ) 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 eletromagné-

ticos cobrem a região de pseudorapidez |η| < 3.2 e estão segmentados em camadas

para observação do desenvolvimento de chuveiros eletromagnéticos na direção longi-

tudinal. Na região de |η| < 1.8 os calorímetros são complementados por um presam-

pler, uma camada adicional que fornece informação sobre a energia perdida na parte

frontal dos calorímetros eletromagnéticos. 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 paralelas. Para o calorímetro dianteiro (FCal),

localizado em região de pequenos ângulos polares onde o fluxo de partículas é muito

7

maior e os danos causados pela radiação significativos, adotou-se uma geometria

baseada em eletrodos cilíndricos com gaps estreitos de argônio líquido com cobre e

tungstênio escolhidos como meio passivo. Os calorímetros 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) preenchi-

dos com argônio líquido e mantidos a uma temperatura de aproximadamente 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 ma-

terial 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 unifor-

mes. Os 182 468 canais do calorímetro são lidos por 1524 front-end boards (FEBs)

[28, 29] localizadas em crates dedicados. Estas FEBs fazem o shape do sinal e en-

viam as amostras digitalizadas via cabos óticos para 192 placas denominadas RODs

[30] que calculam as energias depositadas antes que elas sejam transferidas para o

sistema central de aquisição de dados.

8

4 Medidas de precisão de bósons W em associação

com jatos de quarks b

A medida da seção de choque de produção de bósons W em associação com jatos de

quarks b usando os dados de colisões p+p a√s = 13 TeV, constituem um importante

teste para os cálculos NLO de QCD perturbativa (next-to-leading-order perturbative

Quantum Chromodynamics), considerando que tais processos se tornaram disponíveis

em simulações Monte Carlo [31, 32, 33]. Dentre os processos que contribuem para

a produção NLO de W+ jatos-b, podemos destacar o esquema de número de 4

sabores denominado 4FNS (four-flavour number scheme), onde somente os quarks

u, d, c, s são considerados no estado inicial, com as as seguintes reações: qq̄ → Wbb̄(g)

e gq → Wbb̄q. Entretanto, se considerarmos a presença de quarks b no estado

inicial, passamos ao esquema 5FNS, onde os processos de um único quark b do tipo

bq → Wbq(g) e bg → Wbqq̄ passam a desempenhar papel relevante nas energias do

LHC [34, 35].

Os processos que incluem W+ jatos-b são importante sinal de fundo para produ-

ção de bóson de Higgs [36] além de serem um sinal de fundo irredutível em muitas

procuras por nova Física BSM [37]. Medidas de W+ jatos-b em colisões p + p a√s = 7 TeV foram realizadas pelo detector ATLAS com as seções de choque apre-

sentadas nos modos de decaimento do bóson W tanto no canal de elétrons como

de múons em função da multiplicidade de jatos e do momento transverso do jato-b

dominante [38]. O atual regime de energia oferece uma motivação extra quanto ao

impacto no entendimento das funções de distruibuição partônica PDFs, quando os

dados experimentais são comparados aos cálculos que as descrevem.

4.1 Seleção de eventos e resultados em nível de detector

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

agosto a novembro de 2015 em colisões p+p a√s = 13 TeV, no modo de espaçamento

de 25 ns entre ’pacotes’ de prótons que colidiram e que corresponderam a uma lumi-

nosidade integrada de 3.2 ± 0.2 fb−1. Todos os eventos considerados devem obedecer

a períodos de runs durante os quais o detector e o sistema de trigger satisfizessem

9

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 dedicados que requerem ao menos um elétron ou mú on

com momento transverso pT = 24 GeV ou 20 GeV, respectivamente, e que obedecem

a critérios de isolamento e limiar de sensibilização. Para recobrar perda de eficiên-

cia em região de algo 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

identificação [39, 40] 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

[41] 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 jatos são reconstruídos a partir de depósitos de energia no calorímetro usando

um algoritmo anti-kt [42] 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 EmissT > 25 GeV e a massa transversa mT

2 do bóson W , mT > 60 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 á seleção de eventos com jatos e léptons que são encon-

trados dentro do cone de ∆R =√

(∆η)2 + (∆φ)2 < 0.4 de cada um deles, com a

remoção de um ou de outro objeto. Os jatos são classificados a partir de uma téc-

nica multivariada para que jatos-b (hádrons-b) possam ser identificados e distintos

de jatos-c (hádrons-c) e jatos leves (todos os outros jatos) [43, 44]. Como elemen-

tos do algoritmo, podemos citar a presença ou ausência de vértices secundários, dos

2mT =√

2pℓTpνT[1− cos (φℓ − φν)] com ângulo azimutal do lépton φℓ e ângulo azimutal neutrino

φν .

10

parâmetros de impacto de traços associados e com as topologias de decaimentos de

quarks pesados. Um ponto de operação é tomados para a eficiência do b-tagging de

70% até o momento.

A candidata tem se dedicado ao desenvolvimento de software da análiseW+ jatos-

b desde Janeiro de 2016, e os primeiros resultados sem avaliação de erros sistemáticos

e adequada modelagem do sinal de fundo já podem ser vistos nas Figuras 1 e 2 para

as distribuições inclusivas mT e EmissT respectivamente, no canal de elétrons e no

canal de múons.

Ent

ries

/ 2 G

eV

0

200

400

600

800

1000

1200

310×

νe→W InternalATLAS

-113 TeV, 3.2 fbData, 15446324.00 Ev.Z+b, 22881.55 Ev.Z+c, 31687.52 Ev.Z+l, 121401.08 Ev.single-top, 35060.18 Ev.

, 153295.00 Ev.ttW+c, 2267580.39 Ev.W+l, 11648239.92 Ev.W+b, 710248.04 Ev.

Chi2/ndf=74.879, KS = 0.000

[GeV]T m40 60 80 100 120 140

Dat

a / P

red.

0.80.9

11.11.2

(a)

Ent

ries

/ 2 G

eV

0

200

400

600

800

1000

1200

1400310×

νµ→W InternalATLAS



Chi2/ndf=40.484, KS = 0.000

[GeV]T m40 60 80 100 120 140

Dat

a / P

red.

0.80.9

11.11.2

(b)

Figura 1: Distribuição inclusiva de massa transversa mT de bósons W (a) no canal

de elétrons e (b) no canal de múons.

Nas Figuras 3 e 4 vemos as distribuições inclusivas de jatos e de jatos-b no canal

de elétrons e no canal de múons, respectivamente.

As Figuras 5 e 6 mostram as distribuições de mT e EmissT na seleção de bósons

W + 2 jatos-b respectivamente, no canal de elétrons e no canal de múons. Neste

caso, começamos a perceber claramente a grande influência de modelagem do sinal

de fundo do tt̄. Nos próximos meses, com a inclusão dos dados tomados durante o

ano de 2016 à análise, a candidata se dedicará ao estudo de técnicas de supressão

11

Ent

ries

/ 2 G

eV

0

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

310×




Chi2/ndf=281.135, KS = 0.000

[GeV]missT E

20 30 40 50 60 70 80 90 100

Dat

a / P

red.

0.60.8

11.21.4

(a)E

ntrie

s / 2

GeV

0

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000310×

νµ→W InternalATLAS



Chi2/ndf=122.874, KS = 0.000

[GeV]missT E

20 30 40 50 60 70 80 90 100

Dat

a / P

red.

0.60.8

11.21.4

(b)

Figura 2: Distribuição inclusiva de energia transversa faltante EmissT de bósons W

(a) no canal de elétrons e (b) no canal de múons.

deste sinal de fundo.

4.2 Cronograma para apresentação de resultados

Até o momento da elaboração deste projeto de pesquisa, os dados coletados durante

o ano de 2016 representam 12 fb−1 de luminosidade integrada. Por orientação da

Colaboração ATLAS estes dados serão adicionados aos resultados de 2015 aqui de-

lineados, com perspectiva de publicação para as conferências de verão de 2017 no

hemisfério norte.

O trabalho da candidata junto aos outros colaboradores da análise W+ jatos-

b do grupo de trabalho VHF Analysis da Colaboração ATLAS continuará com o

desenvolvimento de software de análise além da estimativa do sinal de fundo do tt̄

usando técnicas diferenciadas daquelas do resultado anterior em√s = 7 TeV [38].

Os colaboradores do grupo de trabalho VHF Analysis pertencem à Universidade de

Bolonha (Itália), ao CERN, à Universidade de Santa Cruz na California (EUA) e à

Universidade de Tufts (EUA).

12

Ent

ries

/ 1

1−10

1

10

210

310

410

510

610

710νe→W

InternalATLAS-113 TeV, 3.2 fb

Data, 15446324.00 Ev.Z+b, 22881.33 Ev.Z+c, 31687.40 Ev.Z+l, 121401.35 Ev.single-top, 35058.72 Ev.


Chi2/ndf=272.857, KS = 0.000

jets n0 1 2 3 4 5 6 7 8

Dat

a / P

red.

0.80.9

11.11.2

(a)E

ntrie

s / 1

1−10

1

10

210

310

410

510

610

710νµ→W




Chi2/ndf=436.356, KS = 0.000

jets n0 1 2 3 4 5 6 7 8

Dat

a / P

red.

0.80.9

11.11.2

(b)

Figura 3: Distribuição de inclusiva de jatos (a) no canal de elétrons e (b) no canal

de múons.

Ent

ries

/ 1

1−10

1

10

210

310

410

510

610

710 νe→W InternalATLAS

-113 TeV, 3.2 fb



Chi2/ndf=479.152, KS = 0.000

b-tagged jets n0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5

Dat

a / P

red.

0.80.9

11.11.2

(a)

Ent

ries

/ 1

1−10

1

10

210

310

410

510

610

710 νµ→W InternalATLAS

-113 TeV, 3.2 fb



Chi2/ndf=640.397, KS = 0.000

b-tagged jets n0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5

Dat

a / P

red.

0.80.9

11.11.2

(b)

Figura 4: Distribuição de jatos-b (a) no canal de elétrons e (b) no canal de múons.

13

Ent

ries

/ 2 G

eV

0

500

1000

1500

2000

2500


-113 TeV, 3.2 fbData, 58479.00 Ev.Z+b, 458.04 Ev.single-top, 4056.86 Ev.

, 49063.52 Ev.ttW+c, 193.45 Ev.W+b, 2715.67 Ev.

Chi2/ndf=2.238, KS = 0.351

[GeV]T m40 60 80 100 120 140

Dat

a / P

red.

0.80.9

11.11.2

(a)E

ntrie

s / 2

GeV

0

500

1000

1500

2000

2500


-113 TeV, 3.2 fbData, 58479.00 Ev.Z+b, 458.04 Ev.single-top, 4056.86 Ev.

, 49063.52 Ev.ttW+c, 193.45 Ev.W+b, 2715.67 Ev.

Chi2/ndf=2.238, KS = 0.351

[GeV]T m40 60 80 100 120 140

Dat

a / P

red.

0.80.9

11.11.2

(b)

Figura 5: Distribuição de massa transversa mT de bósons W+ 2 jatos-b (a) no canal

de elétrons e (b) no canal de múons.

Ent

ries

/ 2 G

eV

0

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200νe→W


Data, 58479.00 Ev.

Z+b, 458.04 Ev.

single-top, 4056.86 Ev.

, 49063.57 Ev.tt

W+c, 193.45 Ev.

W+b, 2715.67 Ev.

Chi2/ndf=3.740, KS = 0.000

[GeV]missT E

20 30 40 50 60 70 80 90 100

Dat

a / P

red.

0.60.8

11.21.4

(a)

Ent

ries

/ 2 G

eV

0

200

400

600

800

1000

1200

1400

1600

1800

2000

2200νe→W


Data, 58479.00 Ev.

Z+b, 458.04 Ev.

single-top, 4056.86 Ev.

, 49063.57 Ev.tt

W+c, 193.45 Ev.

W+b, 2715.67 Ev.

Chi2/ndf=3.740, KS = 0.000

[GeV]missT E

20 30 40 50 60 70 80 90 100

Dat

a / P

red.

0.60.8

11.21.4

(b)

Figura 6: Distribuição de energia transversa faltante EmissT de bósons W+ 2 jatos-b

(a) no canal de elétrons e (b) no canal de múons.

14

5 Procura por pares de bósons de Higgs no canal

hh→ bbττ

No contexto do Modelo Padrão, a seção de choque para produção de pares de bósons

de Higgs é de várias ordens de magnitude menor que a taxa de produção de um

único Higgs. Isto provém da combinação de vários fatores: de em espaço de fase

reduzido quando se requer um bóson de Higgs on shell a mais, da necessidade de se

ter um vértice de interação adicional, além da interferência destrutiva entre os dois

diagramas de produção leading order que aparecem nas Figuras 7 (a) e (b). Portanto,

não se espera que a produção de pares de bósons de Higgs no contexto do Modelo

Padrão seja observada usando-se os dados do experimento ATLAS coletados até

agora. Entretanto, há uma variedade de novos modelos que prevêem um significativo

aumento na sua seção de choque e assim, a observação de pares de bósons de Higgs

seriam evidência de nova Física BSM.

Exemplos de tais modelos são bulk Randall-Sundrum (RS) com uma dimensão

extra torcida [45, 46, 47] e o modelo com com dois dublês de Higgs (2HDM) two-

Higgs-doublet model [48]. No modelo RS, excitações Kaluza-Klein (KK) de spin 2

do gráviton G_KK são produzidas via fusão de glúons com subsequente decaimento

para o estado final hh. Modelos com dois dublês de Higgs, 2HDMs, como o MSSM

(Minimal Supersymmetric Standard Model) [49], modelos com Higgs gêmeos [50, 47]

e modelos compostos de Higgs [51, 52] predizem a existência de um bóson de Higgs

pesado que poderia decair em dois parceiros escalares à la Modelo Padrão, como

mostra a na Figura 7 (c).

5.1 Análise de dados e simulação de amostra de sinal resso-

nante

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

agosto a novembro de 2015 em colisões p+p a√s = 13 TeV, no modo de espaçamento

de 25 ns entre ’pacotes’ de prótons que colidiram e que corresponderam a uma lumi-

nosidade integrada de 3.2 ± 0.2 fb−1. Todos os eventos considerados devem obedecer

a períodos de runs durante os quais o detector e o sistema de trigger satisfizessem

15

(a) (b) (c)

Figura 7: Modos de produção leading order de pares de bósons de Higgs no Modelo

Padrão através de (a) loop de quarks pesados e (b) através do auto-acoplamento do

Higgs. A contribuição total do Modelo Padrão é a soma destes dois modos, que inclui

uma interferência destrutiva significativa. A produção de pares de Higgs no contexto

de Física BSM poderia acontecer tanto através de modificações nos acoplamentos do

Higgs no Modelo Padrão como nos diagramas (a) e (b) ou através do diagrama (c) a

partir de uma ressonância X intermediária. [27]

.

os critérios de qualidade de dados.

Os estados finais da análise foram divididos em dois canais, dependendo do modo

de decaimento do lepton tau: τhadτhad e τlepτhad, onde τlep significa um tau que decai

em elétron ou múon mais um par de neutrinos e τhad representa um tau decaindo em

ντ+ hádrons. Cada um destes canais está sendo analisado independentemente, já que

estão sujeitos à reconstrução de estados finais ortogonais com diferentes condições

de trigger além de serem afetados por diferentes processos que constituem o sinal de

fundo. As mesmas condições de reconstrução dos objetos e estados finais, seguindo

as orientações delineadas na seção 4.1 são aplicadas na análise. A candidata tem se

dedicado ao canal τhadτhad, cuja pré-seleção de eventos está assim definida:

• exatamente dois taus hadrônicos que obedecem aos critérios de qualidade e

identificação na região |η| < 1.37 ou 1.52 < |η| < 2.46;

• os taus devem ter carga unitária e apresentar tanto um como três traços;

• os dois taus devem ter cargas opostas;

• se houver um candidato a tau com pT > 100 GeV ele deve ser associado a um

16

objeto de trigger de um único tau. O outro tau deve ter pT > 20 GeV;

• ambos os taus são associados a objetos de trigger com dois taus com pT > 40

GeV para o tau líder e pT > 30 GeV para o tau sub-líder;

• a massa invariante do sistema tau tau, reconstruída através da técnica MMC

(Missing Mass Calculator) [53] deve ser mττ > 40 GeV;

• ao menos dois jatos no evento com pT > 45 GeV para o jato líder e pT > 20

GeV para o jato sub-líder. Os jatos de sinal são tomados como os dois jatos-b

na categoria 2 b-tag, o jato-b e o jato de maior pT na categoria 1 b-tag, e os

dois jatos líderes na categoria 0 b-tag. Importante notar que a categoria 2 b-tag

usada no ajuste requer exatamente dois jatos-b, vetando assim eventos com

mais jatos-b;

• veto a elétrons, múons e fótons.

Eventos são categorizados pelo número de jatos-b como: 0 b-tag, 1 b-tag ou 2 b-

tag. As variáveis selecionadas e que estão relacionadas como os taus e os jatos depois

da pré-seleção aparecem nas Figuras 7 e 8. A Figura 9 mostra as distribuições

de variáveis usadas para a pré-seleção do sinal. Já a Fig. 10 mostra uma série de

distribuições de variáveis usadas para a seleção do sinal no nível da pré-seleção.

A produção ressonante de pares de Higgs BSM para nove pontos de massa dife-

rentes (260, 300, 400, 500, 600, 700, 800, 900 e 1000 GeV) com largura de 4 MeV

foi recentemente acrescentada à análise, como parte das atribuições da candidata.

Estas foram simuladas usando um modelo de teoria de campo efetiva EFT (Effective

Field Theory) implementada no Madgraph5_MC@NLO v2.2.2 [54] em leading or-

der tendo Pythia 8.186 [55, 56] como interface de modelo de chuveiro partônico.

Em cada caso, o modo A14 [57] foi utilizado juntamente com a função de distribui-

ção partônica NNPDF2.3LO [58]. Estas amostras foram produzidas pela candidata

a partir da geração de 10 000 eventos que estão sendo processados em simulação

completa do detector ATLAS baseada em Geant4 [59]. A Figura 11 mostra a dis-

tribuição em massa para amostras de pares de Higgs no modo de produção ressonante

LO 2HDM em cada um dos canais: τhadτhad e τlepτhad. Este resultado é parte dos

17

(a) pT do tau líder. (b) η do tau líder.

(c) pT do tau sub-líder. (d) η do tau sub-líder.

Figura 8: pT e η para os dois taus hadrônicos após a pré-seleção no canal τhadτhad na

categoria 0 b-tag.

18

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(a) pT do jato.

③④⑤⑥⑦⑧⑨ ⑩⑨ ❶⑨ ❷ ❶ ⑩ ⑧❸❹

❺❻❺❼❽❾❿➀➁❽❾❿

❷➂⑧⑨❷➂⑩⑨❷➂❶⑨❷❷➂❶

❷➂⑩❷➂⑧

➃➄➅➆➇➈

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(b) η do jato.

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(c) Número de jatos.

❡❣✐❥❦❧ ♠ ♥ ♦ ♣ q r ✉ ✈ ✇①②

③④③⑤⑥⑦⑧⑨⑩⑥⑦⑧

❧❶♦❷❧❶♥❷ ❧❶♠❷ ❧❧❶♠

❧❶♥❧❶♦

❸❹❺❻❼❽

❾❿➀

➁❿➀

➂❿➀

➃➄➅➃➆ ➇➈➉➊➋➈➌➍➎ ❿➏ ➐➑➒➓➔→➣↔↕ ➎ ➏➙➛ ➜➝➞

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❾➯ ➲➳➳↕➠↕ ➵➙➵➸ ❿➳➺➓↕ ➻➀ ➀➙➼➼➽➳➭➠➾➑ ➚➪➜ ➀➙➼➼➽

➶➹➘➹➴➷➬➮➮➱ ✃ ❐➮❒➹❮❰ÏÐÑÒÓÔÕÔÖ×ÓÓØØÏ ×ÓÙØØÏ ×ÓÚØØÏ ×ÙÙØØÏ ×ÙÚØØÏ

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(d) Número de jatos-b.

Figura 9: Distribuições de pT e η dos jatos após a pré-seleção na categoria 0 b-tag e

o número de jatos-b no canal τhadτhad.

19

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(a) Massa invariante do sistema tau tau usando a

técnica de recontruç ão MMC [53].

r✉✈✇①②②③④ ⑤④ ⑥④ ⑦④ ⑧④ ⑨④④ ⑨⑤④ ⑨⑥④ ⑨⑦④ ⑨⑧④ ⑤④④⑩❶

❷❸❷❹❺❻❼❽❾❺❻❼

④❿➀➁④❿⑤➁④❿⑨➁④④❿⑨

④❿⑤④❿➀

➂➃➄➅➆➇

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➯ ➈ ➧➲➳➟➯ ➵➸➝➟➝➺➨➻➼➻➼➫➫➽➾➾

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➱✃❐✃❒❮❰ÏÏÐ Ñ ÒÏÓ✃ÔÕÖ×ØÙÚÛÜÛÝÞÚÚßßÖ ÞÚàßßÖ ÞÚáßßÖ ÞààßßÖ ÞàáßßÖ

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(b) Massa invariante dos di-jatos.

ððñó

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(c) pT do sistema tau tau

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❫✉❴❫✉✈

①②③④⑤⑥

⑦

⑦⑧

⑨⑦⑧

⑩⑦⑧ ❶❷❸❶❹ ❺❻❼❽❾❻❿➀➁ ⑦➂ ➃➄➅➆➇➈➉➊➋ ➁ ➂➌➍ ➎➏➐

➑ ⑧ ➋➒➓➑ ➔→ ➔➄➣➌↔↕↔↕➏➏➙➛➛

⑨➜ ➝➔➔➋➒➋ ⑦➌➂➞ ⑧➌⑧➟➟➔➠➆➋ ⑦➌⑧➡ ⑧➌⑧⑧⑦➡⑦➔➛➒➥➄ ⑦➌➂➡ ⑧➌⑧⑧⑦➡⑦

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(d) Massa invariante dos jatos tau tau mHH.

Figura 10: Distribuição de variáveis no canal τhadτhad usadas para a seleção do sinal

e determinação dos limites, mostrados após a pré seleção na categoria 0-b-tag.

20

estudos de validação das amostras geradas e aprovadas para posterior produção de

simulação completa.

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(a)

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❑ ▲ ◆❖P ◗❊❘

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❑ ▲ ❚PP ◗❊❘

❑ ▲ ❯PP ◗❊❘

❑ ▲ ❖PP ◗❊❘

❑ ▲ ❱PP ◗❊❘

❑ ▲ ❲PP ◗❊❘

❑ ▲ ❳PP ◗❊❘

❑ ▲ ❨PPP ◗❊❘

(b)

Figura 11: Distribuição em massa para amostras de pares de Higgs no modo de

produção ressonante usando o modelo LO 2HDM (a) no canal τhadτhad e (b) no canal

τlepτhad.

A Figura 12 mostra as distribuições de momento transverso pT de léptons nos ca-

nais τhadτlep e τhadτhad no modo de produção ressonante usando o modelo LO 2HDM.

❩❬❭❬❪❫❴ ❵❛❴❜❝t❞

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❡②❦③

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❡②④

⑤⑥⑦⑧⑤⑥⑦

⑨ ⑩ ❶❷❸ ❹❺❻

⑨ ⑩ ❼❸❸ ❹❺❻

⑨ ⑩ ❽❸❸ ❹❺❻

⑨ ⑩ ❾❸❸ ❹❺❻

⑨ ⑩ ❷❸❸ ❹❺❻

⑨ ⑩ ❿❸❸ ❹❺❻

⑨ ⑩ ➀❸❸ ❹❺❻

⑨ ⑩ ➁❸❸ ❹❺❻

⑨ ⑩ ➂❸❸❸ ❹❺❻

(a)

➃➄➅➆➇➈➉

➊➋ ➌➋➋ ➍➋➋ ➎➋➋ ➏➋➋ ➐➋➋ ➑➋➋ ➒➋➋ ➓➋➋ ➔➋➋ ➌➋➋➋

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➋➠➌

➋➠➌➐

➋➠➍

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(b)

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å æ çèé êßë

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å æ èéé êßë

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å æ ðéé êßë

å æ ñéé êßë

å æ òééé êßë

(c)

Figura 12: Distribuições de momento transverso pT de léptons no modo de produção

ressonante usando o modelo LO 2HDM: (a) taus visíveis no canal τhadτhad (b) elétrons

no canal τlepτhad e (c) múons no canal τlepτhad.

21

5.2 Cronograma para apresentação de resultados

Similarmente ao cronograma da análise apresentada na Seção 4, os dados coleta-

dos durante o ano de 2016, representando 12 fb−1 de luminosidade integrada até o

presente momento, serão adicionados aos resultados de 2015 aqui delineados, com

perspectiva de publicação para as conferências de verão de 2017 no hemisfério norte.

O trabalho da candidata junto ao grupo de trabalho BSM hh→ bbττ da Colabo-

ração ATLAS para os próximos meses se concentrará no desenvolvimento de software

para análise de dados no canal τhadτhad, com ênfase na determinação de regiões de

controle otimizando os cortes para os sinais de fundo irredutíveis, fazendo estudos de

variações sistemáticas, trabalhando com os limites da procura do canal ressonante. A

candidata também continuará responsável pela geração e manutenção das amostras

de sinal de Monte Carlo no contexto BSM do modelo LO 2HDM. Os colaboradores

da análise hh→ bbττ pertencem à Universidade de Londres (GB), à Universidade de

Liverpool (GB), à Universidade de Sheffield (GB), à Universidade de Lancaster (GB),

à Pontifícia Universidade Católica do Chile (Chile) e à Universidade de Standford

(EUA).

22

6 Trabalho em operações com o LAr

O conjunto de dados no ATLAS é dividido em runs que correspondem a um pe-

ríodo 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 processamento, com o objetivo fundamental de se detectar qualquer

problema que venha a comprometer sua qualidade. A infraestrutura de monitora-

mento é comum aos níveis online e offline 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 candidata 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

dedicado 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 posteriormente 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 permanecem sob controle. As taxas de trigger são verificadas por um planto-

nista 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 se-

parados por 25 ns [60]. A janela de tempo de 25 ns correspondente, centrada na

passagem do pacote de prótons pelo ponto de interação do experimento define um

23

cruzamento de pacotes de prótons denominado bunch crossing. A configuração no-

minal 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 pa-

cotes 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 [47, 61]. 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 monitorar 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

24

group, onde não se espera colisões.

• LArCells stream: contém eventos de colisão parcialmente construídos, onde

somente 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 even-

tos 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 ava-

liação 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 recons-

truir 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 [62] (Tier 0 Grid) [63] ou na estação de calibração e ali-

nhamento denominada CAF [64]. Histogramas de monitoramento são produzidos

dentro do framework do Athena e pós processados com algoritmos dedicados para

que informação sobre a qualidade dos dados seja extraída. Os resultados da qualidade

dos dados estão disponíveis no website do ATLAS [65] para todos os subsistemas.

25

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

infraestrutura permite rápida extração e sumarização da informação relevante além

de permitir uma otimização de ações para garantir a qualidade dos dados como a

produção automatizada 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 corrigidos pelas atualizações do banco de dados

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 final 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 registrado 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

26

ser considerado ’intolerável’, implicando 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 infraes-

trutura 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 imediata-

mente 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 aconte-

cem 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 com-

põem 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 ferramen-

tas 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 pre-

sente 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 da-

dos 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

27

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 atra-

vés das ferramentas da web dedicadas e participando de reuniões diárias com os

especialistas em hardware e software do grupo do LAr para garantir o máximo apro-

veitamento dos dados fornecidos pelo LHC e efetivamente registrados pelo ATLAS.

7 Divulgação científica

A Colaboração ATLAS disponibiliza uma série de materiais voltados para a divul-

gação científica que inclui recursos multimídia, folhetos ilustrativos, visitas à sala de

controle do experimento e visitas virtuais. O Laboratório de Instrumentação e Par-

tículas (LIP) contribuiu com a tradução de vários destes recursos, além de participar

diretamente nos dois tipos de visitas. No link a seguir, o registro de uma destas visitas

à sala de controle do experimento ATLAS feita com alunos do curso de Pós Graduação

em Ensino do Instituto de Física da USP, com transmissão do LIP: http://atlas-live-

virtual-visit.web.cern.ch/atlas-live-virtual-visit/2013/SaoPaulo2013.html. A experi-

ência neste segmento enriqueceu o grupo do LIP e permitiu o desenvolvimento de

um trabalho não apenas voltado aos tópicos de pesquisa de interesse, mas também

no sentido de contribuir para a transformação da experiência científica dos estudante

e dos professores de ensino básico com os quais têm interagido.

Através de colaboração com a Universidade de Lancaster para a análise delineada

na Seção 5, um programa de divulgação científica voltado à Física do bóson de Higgs

está em andamento. A proposta inicial consiste em levar o recurso multimídia às

escolas de ensino médio e para tanto, uma versão beta está em fase de implementação.

O projeto tem por objetivo trazer ao aluno e ao professor os princípios fundamentatais

e as técnicas envolvidas na pesquisa de física de partículas. As animações propostas

pelo software em desenvolvimento simulam a física real dos eventos que estão sendo

modelados pelo usuário. Há ainda uma introdução gradual para os princípios de

28

relatividade e as unidades de energia e massa correspondentes. Com experimentos

sugeridos, cálculos e pequenos projetos, o usuário aprenderá como calcular a massa

e identficar as partículas que ele mesmo criou, como por exemplo, medir a massa e o

tempo de vida de um kaon neutro, observar a mistura de neutrinos e “re”-descobrir

o bóson de Higgs.

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programa de medidas de precisão de bósons w em associação … · especiﬁcamente com o...

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