CC BY
9
ФИЗИКА АТОМНОГО ЯДРА И ЭЛЕМЕНТАРНЫХ ЧАСТИЦ
Разделение сигнальных и фоновых событий на установке «Компактный мюонный соленоид» на Большом адронном коллайдере
В. Б. Гаврилов1, Н. В. Ильина1", О. Л. Кодолова2, A.A. Крохотин1
1 Институт теоретической и экспериментальной физики имени А. И. Алиханова. Россия, 117218, Москва, ул. Большая Черемушкинская, д. 25. 2 НИИ ядерной физики имени Д. В. Скобельцына МГУ имени М. В. Ломоносова. Россия, 119991, Москва, Ленинские горы, д. 1, стр. 2. E-mail: " naialia.ilina@ceni.ch
Статья поступила 16.05.2008, подписана в печать 14.01.2009.
Описывается метод отбора адроииых струй по первичной вершине сигнального взаимодействия, который позволяет удалить из анализа частицы и струи от дополнительных столкновений протонов и тем самым повысить эффективность выделения физически интересного сигнала.
Ключевые слова: компактный мюонный соленоид (CMS), Большой адронный коллайдер (LHC), адронные струи, хиггсовский бозон.
УДК: 539.12. PACS: 29.85.Fj, 29.85,+с.
Введение
В августе 2009 г. в ЦЕРН начнет работу Большой адронный коллайдер (LHC) — кольцевой ускоритель со встречными пучками протонов с суммарной энергий столкновения пучков 14 ТэВ. Особенностью этого проекта является то, что пучки будут сталкиваться с частотой 40 МГц, а в каждом столкновении пучков — до 25 протон-протонных столкновений (при высокой светимости L= 1034 см^2с^') и как результат каждое физически значимое столкновение будет сопровождаться большим количеством фоновых столкновений. Большое количество частиц, образованных от дополнительных столкновений протонов (так называемых «pile-up» событий), будет затруднять выделение сигнального события. В настоящей работе предлагается метод разделения струи от основного (сигнального) события и струй от несигнальных (фоновых) столкновений. Основная идея предложенного метода — использовать информацию о треках заряженных частиц и первичных вершинах, полученную при реконструкции событий в трекере детектора [1].
Метод был разработан на примере анализа рождения предсказанного Стандартной моделью хиггсовского бозона в канале qq —t qqH, Н WW и последующим распадом W-бозонов по двум каналам — WW Ivjj и WW~,iv,IV.
Все результаты, представленные в настоящей работе, были получены для данных, смоделированых с помощью генератора событий PYTHIA 6.214 [2], с учетом полного отклика детектора CMS, моделируемого программными пакетами OSCAR 245 [3] и ORCA761 [4]. Анализ реконструированных событий был сделан с помощью программного пакета ORCA версии 8.7.4.
1. Выделение первичной вершины с помощью вершины мюона
Анализ трекерной информации позволяет сопоставить каждому треку заряженной частицы координату Zvertex первичной вершины столкновения протонов вдоль оси столкновения, так называемый параметр столкновения по оси Z.
В случае канала распада W —¥ ^ для дальнейшего анализа необходимо выделить струи, летящие из той же вершины, что и мюон. На рис. 1 показаны распределения по параметру столкновения вдоль оси Z для всех треков заряженных частиц (левые рисунки) и для мюонов (правые рисунки) в двух произвольных событиях (а и б) при условиях низкой светимости. Для каждого события на левом графике выделяются несколько пиков, один из которых соответствует первичной вершине сигнального события. При этом вершина мюона может быть успешно использована для выделения сигнальной вершины.
^vertex треков
20
^vertex МЮОНа
I 15 ^ 10
5 0
1.0 :
0.8 -
¡0.6 1
0.2 :
-> I....... 0 -
-150 -100
^vertex треков
50 100 150
^vertexs мм б
-150 -100 -50
50 100 150
^vertex. мм
^vertex мюона
16 г 1.0
14 Ё-
0.8 _
12 г
10 Ё ¡0.6 1
8 г i
6 Ё *0.4 7
4 Ё-
2 Ё 0.2
0 ..........■ 1............... 0 ..........
-150 -100 -50 О
50 100 150
•^vertex! ММ
-150 -100 -50 О
50 100 150
Z vertex* ММ
Рис. 1. Распределение по параметру столкновения вдоль оси Z (Z,,mex) треков всех заряженных частиц (слева) и мюона (справа) для двух отдельных событий при низкой светимости (а, б)
7 ВМУ. Физика. Астрономия. ,Yj 4
Аналогичные распределения для событий при условиях высокой светимости показаны на рис. 2. В этом случае мы получаем большее количество треков от дополнительных столкновений. Но так же, как и в случае низкой светимости, первичная вершина сигнального события может быть определена с помощью реконструированной вершины мюона.
^vertex треКОВ
Zvertex мюона
1.0 :
25 г 0.8
20 г
15 1 ¡0.6
10 I 1 .1 *Я0.4 -
5 f III J II L Ш 0.2 -
0 .. lllBM 0 ........
-300-200-100 0
100 200 300 мм
-300 -200 -100 0
Рис. 2. Распределение по параметру столкновения вдоль оси 2 ^Z^emx) треков всех заряженных частиц (слева) и мюона (справа) для двух отдельных событий при высокой светимости (а, б)
2. Алгоритм отбора струй по первичной вершине
В настоящей работе предлагаются два варианта параметров для отбора струй первичной вершины сигнального события.
Вариант 1. Параметр а^ определяется для каждой струи как отношение суммы поперечных энергий сигнальных треков, найденных внутри конуса струи, к поперечной энергии струи, измеренной в калориметре:
Cl|et '
bracks in cone
2-» "r'_
P■;
jet
track 'vertex
-300-200-100 0 100 200 300 -300-200-100 0 100 200 300
при этом трек считается сигнальным, если |Z,
^-primaryi vertex ' I 0 ■
Если выполняется условие ctjet > с»о. т° струя считается принадлежащей первичной вершине сигнального события.
Вариант 2. Параметр /Jjet определяется для каждой струи как отношение суммы поперечных энергий сигнальных треков, найденных внутри конуса струи, к сумме поперечных энергий всех треков, найденных внутри конуса струи:
у-у ^signal tracks in cone
/^jet
jDall tracks in cone '
при этом трек считается сигнальным, если \Z,
' Vertex I < dZ0 ■
track 'vertex
100 200 300 , мм
Если выполняется условие /¡^ > /?о> т° струя считается принадлежащей первичной вершине сигнального события.
Таким образом, и ао (/?о) являются параметрами предлагаемого метода, для которых необходимо выбрать оптимальные значения.
Распределение по разности параметра столкновения вдоль оси I треков и мюона показано на рис. 3 (при условиях высокой светимости). Для дальнейшего анализа было выбрано значение й!о = 1 мм.
3. Выделение первичной вершины в событиях без мюона
Если в событии не присутствует мюон, то мы предлагаем альтернативную возможность для определения сигнальной вершины. Для этого необходимо для каждой вершины вычислить сумму поперечной энергии треков, относящихся к этой вершине. Вершина с максимальной суммой считается первичной.
Распределение по разнице между ZVertex треков и первичной вершины, выбранной указанным способом, показано на рис. 4. Это распределение было получено при анализе КХД событий при условиях низкой светимости.
Рис. 3. Расстояние между треками заряженных частиц в событии и первичной вершиной (определенной с помощью мюона) вдоль оси 2 в условиях высокой светимости (а — линейная шкала, б — логарифмическая
шкала)
-20 -15 -10 -5
^vertex sign.vertex'
7 tack _ 7 ^vertex ^ sign, vertex»
Pmc*. 4. Расстояние между треками заряженных частиц в событии и первичной вершиной (определенной по
максимальной сумме Pf
треков) вдоль оси 2 в условиях низкой светимости (а — линейная шкала, б — логарифмическая шкала)
4. Применение метода
Ниже приведены результаты применения данного метода к выделению сигнала в канале цц ддН, Н ¥7¥7 —)• ц.рЦ (Ми = 600 ГэВ/с2) с ожидаемым сечением рождения хиггсовского бозона 0.093 пбн. Сначала нами использовался стандартный набор кинематических обрезаний для этого канала [5, 6]. При этом было обнаружено, что применение запрета на центральные струи дает различные результаты для событий, смоделированных с учетом отклика детектора, и событий, смоделированных на уровне частиц. Запрет на центральные струи представляет собой требование того, что в центральной области детектора не было струй (кроме двух струй, образованных при распаде ¥7-бозона). При анализе на уровне частиц это требование эффективно работает для подавления фона Н событий, оставляя при этом высокой эффективность сигнальных событий. Однако если повторять тот же анализ для событий с учетом отклика детектора, то эффективность сигнала резко падает с 80 до 26%. Одна из причин этого эффекта — появление в событиях струй с низкими поперечными энергиями от дополнительных взаимодействий.
Применение описанного выше метода выделения вершины позволяет отделить струи сигнального события от ложных струй дополнительных взаимодействий. После этого появляется возможность исключать из события не все центральные струи, а только струи первичной вершины.
В результате этого эффективность выделения сигнала возрастает с 26 до 56%.
Для высокой светимости эффект ожидается более сильным в связи с еще большим вкладом от дополнительных столкновений, как это было показано в предыдущем разделе.
5. Оптимизация параметров метода
Выбор оптимальных значений параметров метода проводился путем сравнения эффективности выделения сигнала цц ддН, Н ¥7¥7 ¡IV¡IV и фона Н. Так как в лептонной моде распада ¥7¥ нет струй, то запрет на дополнительные струи должен быть особенно эффективным. Однако струи от дополнительных событий существенно снижают эффективность выделения сигнала.
Метод выделения сигнальных струй применялся и для сигнальных, и для фоновых событий. После этого сравнивались эффективности применения запрета на цен-
тральные струи (примененного только для отобранных сигнальных струй) для сигнала и фона, а именно доля событий, удовлетворяющих этому требованию. На рис. 5 показана зависимость отношения такой эффективности для фона tt к эффективности для сигнала Ett/Esi4aai в зависимости от эффективности для сигнала f^nai ■ Различные кривые соответствуют различным значениям параметра а. Каждая кривая была построена по набору из шести точек, соответствующих различным пороговым значениям для поперечной энергии центральных струй (20, 25, 30, 35, 40 и 45 ГэВ). Кривая для а = 0, которая соответствует случаю, когда ложные струи не были отделены, построена по трем точкам (20, 25, 30 ГэВ).
■^ttbar IE signal
Рис. 5. Отношение доли фоновых событий (Еа), прошедших запрет на центральные струи, к доле сигнальных событий (Даета| ) В ЗЭВИСИМОСТИ ОТ для различных значений параметра а
Кривая, соответствующая а = 0.2, оптимальна, поскольку дальнейшее уменьшение значения этого параметра не приводит к существенному улучшению. Наилучшей точкой является точка, соответствующая пороговому значению рм™51'101'1 = 30 ГэВ. Это значение дает наилучшую эффективность запрета на центральные струи, а именно эффективность сигнала остается достаточно высокой при небольшом отношении эффективности фона к сигналу.
На рис. 6 показана эффективность запрета на центральные струи для сигнала и фона ъ зависимости от порогового значения для р^1™51'101'1 центральных струй для случая а = 0.2.
8 ВМУ. Физика. Астрономия. „М' 4
Е 1.2
1.0
0.8
0.6
0.4
0.2
0
—а.— а = 0.2, сигнал
—Д— а = 0.2, фон ttbar
_____а------л--
15
20
25
30
35
40 />jt,rosMd, ГэВ
Рис. 6. Эффективность запрета на центральные струи для сигнала в зависимости от p^reshoU для а = 0.2
Подобным образом было выбрано оптимальное значение параметра ¡3 = 0.2.
Заключение
В статье представлен метод, позволяющий отделить струи, соответствующие первичной вершине сигнального столкновения, от струй, рожденных в дополнительных столкновениях протонов, а также оптимизация предложенного метода. Метод основан на анализе информации, полученной после реконструкции события в трекере. Демонстрируется возможность успешного применения разработанного метода для повышения эффективности выделения сигнала qqH из фоновых событий. Следует отметить, что метод может быть применен только для центральных струй, по которым есть трекерная информация (CMS трекер охватывает диапазон по псевдобыст-
роте |т;|<2.4). Поскольку одним из важных критериев отбора каналов qqH является запрет на центральные струи, то в этом случае данный метод может быть успешно применен. Таким образом, для канала qq —¥ qqH, H WW ¡ivjj с массой Мн = 600 ГэВ/с2 при применении описанного метода во время запрета на центральные струи эффективность выделения сигнала возрастает с 26 до 56%. Хотя работа метода показана на примере конкретного канала, он может быть применен и для других задач, где критичным является фон от дополнительных взаимодействий. При этом результат качественно не изменится для других каналов и значений масс хиггсовского бозона, поскольку доля энергии, уносимая треками, является свойством струи и не зависит от массы хиггсовского бозона.
Список литературы
1. Drollinger Г.. Müller T., Denegri D. // CMS NOTE-2002/006 Prospects for Higgs boson searches in the channel WH Ivbb. Geneve, 2002.
2. Sjostrand T., Lonnblad L., Mrenna S. 11 arXiv: hep-ph/ 0108264.
3. CMS Collaboration 11 Physics TDR. Vol. I, Chapter 2. Object-oriented simulation for CMS analysis and reconstruction.
4. CMS Collaboration 11 Physics TDR. Vol. I. Chapter 2. CMS OO reconstruction.
5. Abdullin S., Stepanou N. // CMS TN-1993/088. Search or heavy Higgs via the H —)• Ivjj and H —)• lljj channels.
6. Abdullin S., Stepanou N. 11 CMS TN-1994/178. Towards self-consistent scenario of the heavy Higgs observability via the channel Ivjj at CMS.
Association of jets with the signal vertex at CMS experiment V.B. Gavrilov1, N.V. Ilina1", O.L. Kodolova2, A.A. Krokhotin1
1 Research Institute of Theoretical and Experimental Physics, Russian Academy of Sciences, Bolshaya Cheremushkin-skaya str. 25, Moscow 117218, Russia.
2Skobeltsyn Research Institute of Nuclear Physics, Moscow State University, Moscow 119991, Russia. E-mail: " natalia.ilina@cern.ch.
Hadronic jet selection method based on the primary vertex of signal interaction at CMS experiment is described. It allows removing from the analysis particles and jets produced by additional proton-proton collisions and thus enhancing the reconstruction efficiency of physically interesting signal.
Keywords: Compact muon solenoid (CMS), Large hadron collider (LHC), hadronic jets, Higgs boson. PACS: 29.85.Fj, 29.85,+c. Received 16 May 2008.
English version: Moscow University Physics Bulletin 4(2009).
Сведения об авторах
1. Гаврилов Владимир Борисович — докт. физ.-мат. наук, зав. лабораторией ИТЭФ; тел.: 129-94-47, e-mail: vladirnir.gavrilov@cern.ch.
2. Ильина Наталья Вячеславовна — науч. сотр. ИТЭФ; тел.: 129-94-47, e-mail: nalalia.ilina@cern.ch.
3. Кодолова Ольга Леонидовна — канд. физ.-мат. наук, вед. науч. сотр. НИИЯФ МГУ; тел.: 939-12-57, e-mail: olga.kodolova@cern.ch.
4. Крохотин Андрей Анатольевич — канд. физ.-мат. наук, науч. сотр. ИТЭФ; тел.: 129-94-47, e-mail: andrei.krokholin@cern.ch.
