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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 simulados 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.
2
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;
3
• The 23rd Low x Meeting, 1-5 de Setembro de 2015 - Sandomierz, Polônia Measu-
rements 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 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, 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 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
4
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.
5
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. Apro-
ximadamente 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.
1O 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.
6
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 (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 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.
7
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± (σtotW± , σtot
W+ , σtotW−) 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 (σfidW± , σfid
W+ , σfidW−). Para a medida de W±, o espaço fiducial é definido
considerando o lépton de momento transverso pℓT > 25 GeV e pseudorapidez |ηℓ| < 2.5 e
o neutrino com momentro transverso pνT > 25 GeV, além da massa transversa2 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
2mT =√
2pℓTpνT[1− cos (φℓ − φν)], onde φℓ é o ângulo azimutal do lépton e φν o ângulo azimutal
do neutrino.
8
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 EmissT > 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 tt̄) 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
9
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, EmissT , pℓT 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
EmissT . 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
EmissT > 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
10
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 EmissT 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 (RW± = σfidW±→eν
/σfidW±→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
11
Isolation variable
0 0.05 0.1 0.15 0.2 0.25 0.3 0.35 0.4 0.45
Nu
mb
er
of
mu
ltije
t e
ve
nts
0
5000
10000
15000
20000
25000
30000 ATLAS-113 TeV, 81 pb
ν + e→+
W
fit regionsT
, closed: mmiss
TOpened: E
ATLAS-113 TeV, 81 pb
ν + e→+
W
fit regionsT
, closed: mmiss
TOpened: E
ATLAS-113 TeV, 81 pb
ν + e→+
W
fit regionsT
, closed: mmiss
TOpened: E
ATLAS-113 TeV, 81 pb
ν + e→+
W
fit regionsT
, closed: mmiss
TOpened: E
ATLAS-113 TeV, 81 pb
ν + e→+
W
fit regionsT
, closed: mmiss
TOpened: E
ATLAS-113 TeV, 81 pb
ν + e→+
W
fit regionsT
, closed: mmiss
TOpened: E
ATLAS-113 TeV, 81 pb
ν + e→+
W
fit regionsT
, closed: mmiss
TOpened: E
, calo. isolationT m
, calo. isolationl
T p
, track isolationT m, track isolationl
T p
ATLAS-113 TeV, 81 pb
ν + e→+
W
fit regionsT
, closed: mmiss
TOpened: 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 pℓT (estrelas) com isolamento
baseado nos detectores de traços. Os marcadores abertos representam os resultados
obtidos com a região de ajuste de EmissT , 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
disponível em um colisor hadrônico até o presente momento.
12
En
trie
s /
2 G
eV
0
5
10
15
20
25
30
310×
νe→W ATLAS
-113 TeV, 81 pb
Data
Syst. Unc.⊕MC Stat.
ν e→W
Multijet-e+ e→Z
ντ→W
Minor backgrounds
[GeV]T
m
40 60 80 100 120 140
Data
/ P
red.
0.80.9
11.11.2
(a)
En
trie
s /
2 G
eV
0
5
10
15
20
25
30
35
40
45
310×
νe→W ATLAS
-113 TeV, 81 pb
Data
Syst. Unc.⊕MC Stat.
ν e→W
Multijet-e+ e→Z
ντ→W
Minor backgrounds
[GeV]miss
T E
20 30 40 50 60 70 80 90 100
Data
/ P
red.
0.60.8
11.21.4
(b)
Figura 2: Distribuição inclusiva de (a) massa transversa mT e de (b) energia transversa
faltante EmissT de bósons W no canal de elétrons [2].
-Wfidσ / +
Wfidσ
1.2 1.22 1.24 1.26 1.28 1.3 1.32 1.34
ATLAS-113 TeV, 81 pb
total uncertainty±data
stat. uncertainty±data
ABM12CT14nnloNNPDF3.0MMHT14nnlo68CLATLAS-epWZ12nnloHERAPDF2.0nnlo
-W
fidσ / +W
fidσ = -/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].
13
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 τlep representa um τ que decai em µ ou e mais um par de neutrinos e τhad representa
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: tt̄ e Z(ττ)+jatos, sendo
tt̄ o mais significativo. A produção de dibósons: ZZ, ZH ou WZ 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].
14
5.1 Definições dos objetos
Elétrons e múons são tomados diretamente da saída do gerador, com seu momento trans-
verso pT e 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 procedimento
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 pT do 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 pT das partículas no estado final, usando-se para
isso um nível de empilhamento de 〈µ〉 = 140, resultando num alargamento significativo
15
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
ττ . 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 ττ 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 tt̄ totalmente hadrônicos
foram consideradas, correspondendo ao caso no qual o bóson W em t → Wb decai em q̄q′.
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 bb̄, que são
utilizados para se atingir uma rejeição otimizada do sinal de fundo tt̄. 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].
Depois de sintonizar os cortes de maneira a otimizar a significância S/√B, os seguin-
16
tes critérios foram usados para selecionar os eventos neste canal:
• mbb̄ ∈ [95, 140] GeV;
• mmmcττ ∈ [100, 180] GeV;
• pbb̄T > 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,
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(d)
Figura 4: Massa dos sistemas τvish τvish (a) e bb̄ (b) após a pré-seleção para o canal had-had.
Na segunda linha, as variáveis mT2 (c) e pT do sistema bb (d) são mostradas [4]. A massa
do sistema ττ é reconstruída usando-se a técnica MMC [41].
17
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
pjetT > 30 GeV quaisquer > 30 GeV quaisquer > 30 GeV quaisquer
|ηjet| < 4.5 quaisquer < 4.5 quaisquer < 4.5 quaisquer
pµ,eT > 25 GeV 0 > 25 GeV 1 > 25 GeV 2
|ηµ(e)| < 2.4(2.5) - < 2.4(2.5) - < 2.4(2.5) -
pτhT > 40 GeV 2 > 20 GeV 1 > 20 GeV 0
|ητh | < 2.5 - < 2.5 - < 2.5 -
pbjetT > 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(µaλ,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.
18
O teste de hipótese é baseado num teste estatístico Λ, definido assim:
Λ(µ) =L(µ,
ˆ̂Θ(µ))
L(µ̂, Θ̂), (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 tt̄ 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 tt̄ 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 bbττ como sendo de 4.3 ×σ(HH → bbττ)SM.
Sob a hipótese de que se tem a constante de autoacoplamento trilinear do Higgs do
Modelo Padrão, λHHH , pode-se também usá-la para se estimar o impacto deste resultado
19
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 0.310.43
0.60µ+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
confiança para os acoplamentos BSM com λHHH/λSM ≤ −4 e λHHH/λSM ≥ 12 [4].
20
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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 → bb̄τ+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
e λHHH/λSM ≥ 12 em 95% de intervalo de confiança para a produção BSM .
21
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 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 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
22
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
23
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
24
se os problemas primeiramente observados durante o loop de calibração foram corrigi-
dos 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 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
25
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.
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