Resumo. Λ c em pp e p Pb, cujos resultados já representam um artigo em elaboração, e elétrons de

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3 Resumo O presente relatório tem como objetivo apresentar as atividades que foram desenvolvidas durante os anos de 2015 e 2016 deste projeto de pós-doutorado. Destacam-se: a análise de Λ c em pp e p Pb, cujos resultados já representam um artigo em elaboração, e elétrons de quarks pesados. No tocante aos elétrons, estão incluídos o estudo do fator de modificação nuclear R ppb, a produção de elétrons como função da centralidade, Q ppb e Q cp, além das correlações envolvendo elétrons de quarks pesados. A análise de R ppb corresponde a uma expansão da medida para momentos transversais mais altos, valendo-se do sistema de gatilho do calorímetro do ALICE, sendo que já corresponde a um resultado preliminar do ALICE e será publicada juntamente com as análises de Q ppb e Q cp. O estudo de correlações elétron-elétron de quarks pesados representa uma análise em desenvolvimento com um aluno de doutorado do grupo. 3

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5 Sumário Lista de Figuras 7 1 Resumo do Projeto Aprovado 13 2 Discussão do Progresso de acordo com o projeto inicial 15 3 Introdução O plasma de quarks e glúons QGP Quarks pesados Correlação de duas partículas Concepção dos capítulos subsequentes Experimento ALICE no LHC Métodos de identificação de partículas PID O estudo de Λ + c 27 6 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb A análise de Q ppb e Q cp Descrição das atividades As centralidades utilizadas A análise em eventos MB A análise com os eventos do sistema de gatilho do EMCal As incertezas sistemáticas Os valores medidos de Q ppb A razão de colisões centrais/periféricas (Q cp ) A análise de R ppb com os eventos do gatilho do EMCal

6 6 SUMÁRIO Conclusões sobre os resultados e perspectivas futuras Desenvolvimento da análise de correlações elétron-elétron de quarks pesados 71 8 Cronograma das atividades 75

7 Lista de Figuras 3.1 Diagrama de fase da Cromodinâmica Quântica [26] Fator de modificação nuclear e fluxo elíptico de elétrons oriundos de hádrons contendo quarks pesados, em colisões Pb-Pb no LHC, medido com o detector ALICE [10]. São apresentados também os resultados para diversos modelos que incluem perda de energia de pártons no meio criado na colisão [19, 23, 24] Correlação de duas partículas no espaço ( η, ϕ), em colisões Pb-Pb a s NN = 2.76 TeV no LHC, medida com o detector ALICE [7] Esquema do ALICE [4] Identificação de partículas no experimento ALICE através das medidas de perda de energia no material do TPC (lado esquerdo) e do tempo de voo da partículas obtido com o TOF [8] Espectro de E/p para elétrons e píons com 2,5 < p T < 3.0 GeV/c, sendo que a curva cheia corresponde aos dados reais e as curvas tracejadas à simulação do experimento, para colisões próton-próton com s = 7 TeV Resolução do pico de E/p para elétrons, dados reais (triângulos) comparados com a simulação (círculos), para colisões próton-próton com s = 7 TeV. As curvas tracejadas mostram a resolução em energia do EMCal (curva magenta) e a resolução em momento do TPC (curva verde) Esquema do decaimento do Λ c Massa invariante de candidatos a Λ c em colisões pp Massa invariante de candidatos a Λ c em colisões p Pb Eficiência total de reconstrução de Λ c em colisões pp (Λ + c pk π + à esquerda, Λ c pk 0 s à esquerda)

8 8 LISTA DE FIGURAS 5.5 Eficiência total de reconstrução de Λ c em colisões p Pb (Λ + c pk π + à esquerda, Λ c pk 0 s à esquerda) Comparação de todos os resultados do ALICE para a seção de choque de Λ c em colisões pp e p Pb Distribuição de TPC nσ para cada intervalo de p T para a classe de centralidade 0-20% Distribuição de TPC nσ para cada intervalo de p T para a classe de centralidade 20-40% Distribuição de TPC nσ para cada intervalo de p T para a classe de centralidade 40-60% Distribuição de TPC nσ para cada intervalo de p T para a classe de centralidade % Contaminação de hádrons, em porcentagem, como função do p T do elétrons para cada intervalo de centralidade e para um corte no TPC: 0 < σ T P CdE/dx < Espectro de massa invariante de pares ULS e LS para centralidade 0-100% Espectro de elétrons após subtração de hádrons (pontos vermelhos cheios) e os espectros de estimativa de elétrons oriundos de pares ULS (pontos vermelhos abertos) e LS (pontos azuis) como função de p T para as diferentes classes de centralidade estudadas Eficiência do método de massa invariante para elétrons com 0 < σ T P CdE/dx < Eficiência de total (trajetória+pid) para o método com PID do TPC (0 < σ T P CdE/dx < 3) Eficiência de TPC para dados e simulação para 0 < σ T P CdE/dx < Razão de elétrons inclusivos por fundo (0 < σ T P CdE/dx < 3) Número invariante de elétrons de quarks pesados por diferencial de p T para diferentes classes de centralidade Seção de choque diferencial em p T de elétrons de quarks pesados para colisões pp com energia extrapolada para s = 5.02 TeV. As barras de incertezas são somente estatísticas e os retângulos abertos representam as estimativas de incertezas sistemáticas

9 LISTA DE FIGURAS Valores de Q ppb como função de p T para diferentes classes de centralidade. As barras de incerteza são estatísticas Distribuição de E/p de elétrons e hádrons para diferentes intervalos de p T para centralidade 0-20%, sendo o gatilho EG2 (acima) e EG1 (abaixo) Distribuição de E/p de elétrons e hádrons para diferentes intervalos de p T para centralidade 20-40%, sendo o gatilho EG2 (acima) e EG1 (abaixo) Distribuição de E/p de elétrons e hádrons para diferentes intervalos de p T para centralidade 40-60%, sendo o gatilho EG2 (acima) e EG1 (abaixo) Distribuição de E/p de elétrons e hádrons para diferentes intervalos de p T para centralidade %, sendo o gatilho EG2 (acima) e EG1 (abaixo) Espectro de massa invariante de elétrons e pósitrons para a classe de centralidade 0-20% para EG2 (esquerda) e EG1 (direita) Espectros de elétrons inclusivos, elétrons de pares ULS e pares LS para classe de centralidade 0-20% para EG2 (esquerda) e EG1 (direita) Espectros de elétrons inclusivos, elétrons de pares ULS e pares LS para classe de centralidade 20-40% para EG2 (esquerda) e EG1 (direita) Espectros de elétrons inclusivos, elétrons de pares ULS e pares LS para classe de centralidade 40-60% para EG2 (esquerda) e EG1 (direita) Espectros de elétrons inclusivos, elétrons de pares ULS e pares LS para classe de centralidade % para EG2 (esquerda) e EG1 (direita) Esquerda: eficiências totais para as diferentes classes de centralidade. Direita: razão em relação à eficiência integrada Eficiência de reconstrução de trajetórias para diferentes classes de centralidade Eficiência de PID do TPC para as diferentes classes de centralidade Eficiência de PID do EMCal para diferentes classes de centralidade Eficiência da associação trajetória do TPC ao EMCal para diferentes classes de centralidade Painel acima: espectro de elétrons após a subtração de elétrons, juntamente com o fundo. Painel abaixo: Razão sinal/fundo para centralidade 0-100%. Esquerda: EG1; direita: EG Fator de rejeição do sistema de gatilho para diferentes classes de centralidade. 59

10 10 LISTA DE FIGURAS 6.31 Espectro corrigido de elétrons de quarks pesados para as diferentes classes de centralidade estudadas, sendo que EG2 (esquerda) e EG1 (direita), normalizados pelo fator de rejeição dos sistemas de gatilho. As incertezas apresentadas são estatísticas Espectro de p T dos dados e cálculos da FONLL-pQCD. Os dados em vermelho sólido são os publicados pela colaboração ATLAS em 7 TeV. Os símbolos em aberto representam as previsões da FONLL. Os pontos sólidos em azul são os pontos dos dados extrapolados a 5.02 TeV, valendo-se da FONLL Valores de Q pp b para diferentes classes de centralidade. As barras de incertezas são estatísticas Números de elétrons corrigidos por diferencial de p T TPC(acima), Gatilho EG2 (meio) e Gatilho EG1 (abaixo). As barras de incerteza representam as incertezas estatísticas e os retângulos abertos os efeitos sistemáticos estimados Número de elétrons por diferencial de p T para diferentes classes de centralidade para as análises com TPC e TPC-EMCal. As barras de incerteza representam as incertezas estatísticas e os retângulos abertos os efeitos sistemáticos estimados Valores de Q pp b para diferentes classes de centralidade para as análises com TPC e TPC-EMCal. As barras de incerteza representam as incertezas estatísticas e os retângulos abertos os efeitos sistemáticos estimados Valores de Q pp b para diferentes classes de centralidade para as análises com TPC e TPC-EMCal. As barras de incerteza representam as incertezas estatísticas e os retângulos abertos os efeitos sistemáticos estimados Valores de Q cp para diferentes classes de centralidade para as análises com TPC e TPC-EMCal. As barras de incerteza representam as incertezas estatísticas e os retângulos abertos os efeitos sistemáticos estimados Razão de rejeição do sistema de gatilho do EMCal ( trigger ) E/p para candidatos a elétrons em preto e em vermelho a curva de contaminação de hádrons Eficiência total de reconstrução de elétrons Espectro de R ppb medido no ALICE. Os pontos em vermelho correspondem a esta análise

11 LISTA DE FIGURAS PID de trajetórias carregadas. A primeira figura à esquerda corresponde a todas as trajetórias aceitas; à direita, há um corte de TOF ( nσt OF < 3) e abaixo um corte de EMCal (0.8 < E/p < 1.2). Foi feita uma linha tracejada em 0, para indicar o centro da distribuição de elétrons Massa invariante de pares de elétrons, ULS (azul) e LS (vermelho) Correlação angular entre elétrons. Figura à esquerda, correlação de elétrons inclusivos; à direita, estimativa da correlação de elétrons fotônicos; abaixo, correlação de elétrons subtraídos do fundo da massa invariante

12 12 LISTA DE FIGURAS

13 Capítulo 1 Resumo do Projeto Aprovado Abaixo apresento o resumo do projeto aprovado pela FAPESP, assim como foi escrito no pedido de bolsa em Neste projeto, serão desenvolvidas atividades de pesquisa junto ao grupo de pesquisa da Universidade de São Paulo colaborador do experimento ALICE (A Large Heavy Ion Collider) do CERN. Esse grupo é um dos principais responsáveis pelas análises de quarks pesados no ALICE, além do desenvolvimento do aprimoramento (upgrade) do experimento, em especial, por meio do chip SAMPA. Os estudos serão voltados à complementação dos resultados da produção bárions compostos por charm (Λ c ) no ALICE, além do estudo de correlação elétron-elétron com elétrons oriundos de quarks pesados. A primeira é muito importante no contexto do experimento ALICE pois serve para entender os mecanismos de hadronização existentes no setor de quarks charmosos. A segunda é muito importante em colisões Pb Pb, pois a função de correlação é sensível ao comportamento coletivo de quarks em baixo momento e, em alto momento, uma boa sonda dos efeitos oriundos de jatos de quark pesados no meio. Atividades relacionadas ao chip SAMPA serão apresentadas. Em especial, pretende-se participar da tomada de dados dos testes de tolerância à radiação do chip, além da implementação de software referente ao chip no f ramework do ALICE e estudos relacionados ao comportamento do chip em simulações. 13

14 14 Resumo do Projeto Aprovado

15 Capítulo 2 Discussão do Progresso de acordo com o projeto inicial De acordo com o que foi proposto no projeto inicial (veja o resumo no capítulo 1), muitas atividades foram muito bem desenvolvidas. A análise de Λ + c pk π + foi finalizada e um artigo já foi redigido. No momento, o texto do artigo está em discussão dentro da colaboração, sendo que ele deve ser submetido à revista científica ainda em 2017 (detalhes da análise serão apresentados no capítulo 5). Embora todo o êxito alcançado, este trabalho demandou um tempo muito grande, em virtude de alguns processos da análise que foram verificados diversas vezes, tanto pelo pós-doc, quanto pelos outros grupos do ALICE, que realizam a análise em outro canal de decaimento ( Λ c pk 0 s ). Consequentemente, a análise de correlação de elétrons de quarks pesados não evoluiu de acordo com o cronograma proposto. Essa análise está em desenvolvimento em conjunto com um doutorando do grupo e resultados serão apresentados em breve (no capítulo 7 há detalhes dessa análise, incluindo o progresso atual). Além das atividades apresentadas, trabalhos extras foram desenvolvidos envolvendo elétrons de quarks pesados. Um exemplo disso foi o desenvolvimento de uma análise cujo objetivo era a extensão da região de p T do espectro de R ppb de elétrons de quarks pesados. Deste modo, a análise para p T > 12 GeV/c em ppb foi realizada e um resultado preliminar já está disponível para a colaboração. Como consequência desse resultado, as análises de Q ppb e Q cp que são basicamente estudos dos espectros de elétrons de quarks pesados em diferentes multiplicida- 15

16 16 Discussão do Progresso de acordo com o projeto inicial des em p Pb têm sido desenvolvidas, objetivando um espectro de 2 < p T < 20 GeV/c em quatro classes de centralidade. Todas essas análises (R ppb, Q ppb e Q cp ) incluem o EMCal (e seu sistema de gatilho online), que é uma das especialidades do pós-doc. O espectro de elétrons de quarks pesados é um ingrediente importante para os próximos passos da análise. Um artigo relacionado a isso foi proposto e aceito pela colaboração no final de Maio de No projeto inicial, foi proposta a participação na tomada e análise de dados dos testes de radiação do protótipo do chip SAMPA. Infelizmente, essa tarefa não foi executada por dois motivos: primeiramente porque que o experimento ainda não foi realizado, segundo porque esse não será mais realizado no instituto de física da USP (Pelletron). Como prolongamento do pós-doc, há duas atividades muito importantes a serem realizadas: finalização da análise de correlações envolvendo elétrons e a elaboração do artigo de Q ppb e Q cp de elétrons de quarks pesados.

17 Capítulo 3 Introdução O estudo das colisões entre íons pesados relativísticos tem como objetivo principal investigar a matéria nuclear em condições extremas de densidade de energia e temperatura. Nessas condições espera-se que ocorra uma transição de fase da matéria hadrônica ordinária para um estado de plasma de quarks e glúons [21]. Muitas evidências já foram encontradas da formação desse estado da matéria nos experimentos realizados no acelerador RHIC (Relativistic Heavy Ion Collider) localizado no Laboratório Nacional de Brookhaven (BNL), EUA [16] e nos dados da primeiro longo periodo de tomada de dados no LHC (Run 1). As duas evidências mais contundentes correspondem à medida de modos de expansão coletivos da matéria nuclear quente (fireball) criada na colisão (o chamado elliptic flow) [20] e a perda de energia de jatos (jet quenching) [14]. Devido à alta densidade inicial de pártons, essa matéria quente (f ireball) criada nas colisões entre íons pesados no LHC deve apresentar um tempo de vida maior, aumentando o intervalo de tempo disponível para que a formação e as características do plasma de quarks e glúons(qgp) [4] sejam averiguados. Para se ter uma ideia, nos primeiros 2 anos de colisões Pb Pb, atingiu-se uma temperatura 30% maior no LHC [9] do que aquela obtida pelo RHIC. 17

18 18 Introdução 3.1 O plasma de quarks e glúons QGP O diagrama de fase da Cromodinâmica Quântica (QCD), que pode ser visto na Fig. 3.1 [26], representa os estados da matéria hadrônica como função da temperatura e do potencial químico bariônico. Em baixas temperaturas e µ B m próton 940 MeV, a matéria nuclear apresentase em seu estado ordinário. Na proporção em que se aumenta a densidade de energia, por intermédio de um aumento na temperatura ou compressão, ocorre a transição dessa matéria para um gás de hádrons [2, 26]. Figura 3.1: Diagrama de fase da Cromodinâmica Quântica [26]. Atingindo-se um valor crítico de densidade de energia ε c, cálculos de QCD prevêem que a matéria hadrônica deva sofrer uma transição para um estado no qual seus constituintes, quarks e glúons, não estejam mais confinados, denominado plasma de quarks e glúons (QGP) [2, 26]. Para valores baixos de µ B que é o esperado para o LHC, o valor crítico de temperatura previsto pela QCD, é de aproximadamente 170 MeV, o que corresponde a ε c 1 GeV/fm 3 [26]. Os limites do confinamento hadrônico e as propriedades do QGP podem ser investigados valendo-se de colisões entre íons pesados relativísticos. Nessas colisões, a matéria nuclear atinge densidades de energia bastante altas o suficiente para que a formação do QGP seja pos-

19 3.1 O plasma de quarks e glúons QGP 19 sível. Em seguida, o sistema criado passa por uma evolução dinâmica tal que, em virtude da expansão do meio, reduz-se a densidade de energia, ocorrendo a produção de hádrons (hadronização) e o freeze-out (momento quando as interações entre hádrons cessam). Após todo esse processo, as partículas resultantes são medidas nos detectores do ALICE. O experimento ALICE (A Large Ion Collider Experiment), que é um dos detectores do LHC, é dedicado prioritariamente ao estudo de colisões entre íons pesados relativísticos (ver capítulo 4). Não obstante, as colisões pp e p Pb são também muito importantes para o experimento ALICE. A primeira serve como base para a comparação dos resultados obtidos em Pb Pb (tal como R AA e correlações, veja seções e 3.1.2), além de se estudar seções de choque de produção de partículas, as quais podem ser comparadas com previsões da QCD. As colisões p Pb servem para averiguar os efeitos de matéria nuclear fria (CNM do inglês Cold Nuclear Matter) Quarks pesados Estudos de quarks pesados, isto é charm e bottom, são de particular interesse no estudo do Plasma de Quarks e Glúons. Essas partículas são produzidas predominantemente através de processos de espalhamento duro, isto é, aqueles nos quais há alta transferência de momento entre os pártons envolvidos. Tais processos ocorrem nos instantes iniciais da colisão e, portanto, quarks pesados atuam como sondas externas para o meio criado na colisão. Desta forma, quarks pesados participam de toda a evolução do QGP, desde seus instantes iniciais na fase de pré-equilibrio, até a hadronização e freeze-out [2]. Além disso, devido às elevadas massas, a seção de choque de produção de quarks pesados pode ser calculada perturbativamente [12]. Um fenômeno de particular interesse é a perda de energia de quarks e glúons no meio criado em colisões entre íons pesados a energias relativísticas. Recentes estudos a respeito dos mecanismos de perda de energia têm mostrado que a perda de energia de pártons por colisões elásticas não é desprezível em relação à perda por emissão (ou radiação) de glúons, como previsto originalmente [11]. Para quarks pesados, os efeitos das diferenças entre esses mecanismos nos observáveis medidos podem ser significativos, permitindo um estudo detalhado acerca dos mecanismos de interação de quarks com o meio.

20 20 Introdução No ALICE, os quarks pesados podem ser estudados por intermédio das reconstruções dos estados de charmonium, mésons D, bárion Λ c ou pelo decaimento semi-leptônico de mésons B e D, que envolvem elétrons (pósitrons) na região de rapidez central ou múons medidos com o espectrômetro de múons na região de rapidez traseira. A Figura 3.2 mostra o fator de modificação nuclear (lado esquerdo) e o coeficiente de fluxo elíptico v 2 (lado direito) de elétrons oriundos de hádrons compostos por quarks charm e bottom, em colisões Pb-Pb no LHC, realizadas com o detector ALICE [10]. Observa-se uma forte supressão no número de elétrons com alto momento transversal, ou seja, quarks pesados perdem energia ao atravessarem o meio criado em colisões Pb Pb. Além disso, no lado esquerdo da Figura 3.2, o valor de v 2 é positivo para elétrons oriundos de quarks pesados com p T < 4 GeV/c. AA Heavy flavour decay electron R Pb Pb, s NN = 2.76 TeV, 0 10% central, y <0.6 with pp ref. from scaled cross section at s = 7 TeV with pp ref. from FONLL calculation at s = 2.76 TeV BAMPS Rapp et al. POWLANG p (GeV/c) T ALI DER Heavy flavour decay electron v 0.3 ALICE : Pb Pb, s NN = 2.76 TeV, 20 40% central, y < BAMPS Rapp et al. POWLANG p (GeV/c) T Figura 3.2: Fator de modificação nuclear e fluxo elíptico de elétrons oriundos de hádrons contendo quarks pesados, em colisões Pb-Pb no LHC, medido com o detector ALICE [10]. São apresentados também os resultados para diversos modelos que incluem perda de energia de pártons no meio criado na colisão [19, 23, 24] Correlação de duas partículas A correlação de duas partículas é um instrumento útil no estudo de colisões Pb Pb, já que serve para averiguar efeitos coletivos (estudando-se partículas de baixo momento), ou efeitos relativos a jatos (por meio de partículas de alto momento). A função de correlação de duas partículas C( ϕ, η) é definida como a distribuição da diferença em pseudorapidez η e em

21 3.1 O plasma de quarks e glúons QGP 21 ângulo azimutal ϕ entre uma partícula principal (ou trigger) (t) e uma partícula associada (a). É comum normalizar tal distribuição de acordo com o número de partículas trigger (N trigger ) utilizadas em sua construção. Por conseguinte, ela representa o número de partículas associadas por partícula trigger em função das diferenças η e ϕ. Como já mencionado, estrutura da função de correlação C( ϕ, η) representa diversas características do meio criado nas colisões. Na, região onde ϕ 0 e η 0 é predominante a correlação entre partículas que compõem o mesmo jato, isto é, partículas oriundas da fragmentação do mesmo quark/glúon. A estrutura da região perto de ϕ π depende principalmente da correlação entre partículas que compõe jatos criados em direções opostas. Neste caso, dependendo das distâncias percorridas pelos jatos, é provável que um os jatos interaja mais com o QGP e, portanto, a distribuição obtida dependa das propriedades de interação de jatos com o meio. Além disso, o movimento coletivo de partículas gera uma modulação na função de correlação caracterizada, principalmente por correlações de longo alcance em pseudorapidez. O fenômeno dominante na função de correlação depende principalmente da região cinemática das partículas analisadas. Para partículas com baixo momento, fenômenos coletivos, descritos por modelos hidrodinâmicos são predominantes, como pode ser visto no lado esquerdo da Fig Nesta Figura, a estrutura que se estende ao longo de todo o intervalo em η é possivelmente consequência do movimento coletivo das partículas que compoem o plasma [7]. Em correlações envolvendo partículas de alto momento fenômenos associados à física de jatos são mais pronunciados. Um exemplo deste caso pode ser visto no lado direto da Fig. 3.3 [7].

22 22 Introdução ALI-PUB ALI-PUB Figura 3.3: Correlação de duas partículas no espaço ( η, ϕ), em colisões Pb-Pb a s NN = 2.76 TeV no LHC, medida com o detector ALICE [7]. 3.2 Concepção dos capítulos subsequentes Os capítulos subsequentes têm como objetivo apresentar detalhes que concernem as análises desenvolvidas durante o período de pós-doutorado. O capítulo 4 apresenta algumas informações essenciais sobre o ALICE e os métodos de identificação de partículas. Detalhes das análises de dados realizadas podem ser vistos nos capítulos 5 ( análise de Λ + c ), 6 ( análises de Q ppb, Q cp e R ppb ) e 7 ( correlação e-e de quarks pesados ). Ao final, haverá um cronograma das atividades a serem desenvolvidas.

23 Capítulo 4 Experimento ALICE no LHC O experimento ALICE (A Large Ion Collider Experiment) [4] é otimizado para a análise de colisões Pb Pb numa energia de centro de massa por par de nucleon de s NN = 5.5 TeV. Ele foi desenhado para medir uma grande variedade de observáveis (hádrons, léptons e fótons) em um amplo espaço de fase. Com o ALICE, é possível reconstruir trajetórias em 3 dimensões, identificar partículas de baixo e alto momento, e reconstruir o decaimento de hyperons e mésons D e B em um ambiente de alta multiplicidade [4]. Na Fig. 4.1 é mostrado um esquema com os detectores do experimento, que é composto por duas partes: um detector central ( η < 0, 9 cobrindo toda a região azimutal) e um espectrômetro frontal ( 4, 0 < η < 2, 4). A partir do vértice primário (ponto onde ocorre a colisão), o detector central é composto pelo Inner Tracking System (ITS) para fazer medidas de vértice primário e secundário 1 ; o Time Projection Chamber (TPC) para reconstrução de trajetórias e identificação de partículas; o Transition Radiation Detector (TRD) para identificação de elétrons; o Time Of Flight (TOF) para a identificação de píons, káons e prótons; o High Momentum Particle Identification Detector (HMPID), também para identificação de partículas, o PHOton Spectrometer (PHOS), e um ElectroMagnetic Calorimeter (EMCal) [5]. Com esses detectores são feitas medidas de hádrons, elétrons e fótons [4]. No espectrômetro frontal são feitas medidas da produção de J/ψ, ψ, Υ, Υ e Υ através da medida de múons oriundos do decaimento desses hádrons [4]. 1 Vértice primário é a posição onde ocorre a colisão; vértice secundário é o vértice de decaimento de partículas (assim como utilizado na análise de Λ c ) 23

24 24 Experimento ALICE no LHC Figura 4.1: Esquema do ALICE [4]. 4.1 Métodos de identificação de partículas PID O ALICE possui diversas técnicas para identificação (PID 2 ) de hádrons e léptons criados na reação. Na figura 4.2, duas dessas técnicas são ilustradas. Nessa Figura é mostrada a perda de energia (de/dx) da partícula ao atravessar o gás que preenche o TPC (lado esquerdo), e o tempo de voo, que é medido pelo TOF (lado direito), ambos em função do momento da partícula, que por sua vez é obtido a partir da trajetória tridimensionalmente reconstruída. Ainda, outros detectores podem ser empregados para melhorar a identificação em certas regiões de momento. Por exemplo, o EMCal pode auxiliar a identificação em regiões de momento elevado (p T > 10 GeV/c). A estratégia utilizada para as análises envolvendo elétrons com o EMCal é a combinação entre o PID do TPC (por meio de de/dx) e do EMCal (E/p). A figura 4.3 mostra a distribuição de E/p para elétrons e píons, tanto com dados de simulação quanto com dados reais. Percebese nitidamente como é possível aplicar um corte no valor de E/p para distinguir os elétrons dos hádrons. Na figura 4.4, observa-se a resolução do pico de E/p para elétrons (σele EMCal ) como função do p T. Ela melhora com o aumento do p T da partícula (até pelo menos 10 GeV/c), em virtude da resolução em energia do EMCal. Para momentos bem altos, a resolução não melhora 2 PID Particle Identification. Doravante essa sigla será utilizada substitituindo identificação de partículas.

25 4.1 Métodos de identificação de partículas PID 25 (arb. units) TPC de/dx K e p d t 05/03/2013 p Pb s NN =5.02TeV π p (GeV/c) ALI PERF TOF β π π K K p p p Pb s NN s NN = = TeV TeV 5/03/2013 p Pb minimum bias p (GeV/c) ALI PERF Figura 4.2: Identificação de partículas no experimento ALICE através das medidas de perda de energia no material do TPC (lado esquerdo) e do tempo de voo da partículas obtido com o TOF [8]. tanto, porque a resolução da trajetória do TPC piora um pouco (como observado pelos pontos tracejados em verde na figura). Figura 4.3: Espectro de E/p para elétrons e píons com 2,5 < p T < 3.0 GeV/c, sendo que a curva cheia corresponde aos dados reais e as curvas tracejadas à simulação do experimento, para colisões próton-próton com s = 7 TeV. Em todas as análises envolvendo elétrons neste trabalho, técnicas semelhantes foram empregadas para separar elétrons e hádrons criados na colisão.

26 26 Experimento ALICE no LHC Figura 4.4: Resolução do pico de E/p para elétrons, dados reais (triângulos) comparados com a simulação (círculos), para colisões próton-próton com s = 7 TeV. As curvas tracejadas mostram a resolução em energia do EMCal (curva magenta) e a resolução em momento do TPC (curva verde).

27 Capítulo 5 O estudo de Λ + c A análise de Λ + c foi um dos focos principais de trabalho nos últimos meses. Aqui serão apresentados alguns pontos importantes da análise. A estratégia para a obtenção do sinal de Λ c é baseada na identificação de partículas mediante suas trajetórias reconstruídas, uma análise de massa invariante de 3 trajetórias candidadas ao de caimento Λ + c pk π + e a utilização da topologia do vértice de decaimento do Λ c. Após a identificação das três candidatas a filhas do decaimento píon, káon e próton, a massa invariante pode ser calculada como abaixo: Sendo que, MΛ 2 c = (E p + E K + E π ) 2 ( p p + p K + p π ) 2 (5.1) E p, E K e E π são as energias, respectivamente de prótons, káons and píons. p p, p K e p π são os vetores de momento para essas mesmas partículas. A massa invariante das 3 partículas candidatas a filhas do Λ c possui um pico na região da massa invariante do Λ c. Não obstante, os eventos que contêm Λ c são relativamente raros em comparação com a física de quarks leves. Por conseguinte, a combinação aleatória de partículas gera um fundo muito significativo. Por essa razão, a medida do Λ c requer um estudo especial da topologia de decaimento do Λ c e da identificação de suas partículas filhas. A figura 5.1 mostra um esquema do decaimento do Λ c, enfatizando as informações que são utilizadas durante o processo de análise. 27

28 28 O estudo de Λ + c Figura 5.1: Esquema do decaimento do Λ c. As principais variáveis utilizadas são: Momento transversal das partículas do decaimento do Λ c : p T do próton, káon e píon. Comprimento do decaimento do candidato a Λ c : d length. Distância entre um par de partículas de sinal oposto e o vértice primário: d 12. Resolução na medida do vértice secundário: σ v. A distância de máxima aproximação entre as 3 trajetórias que compõem o Λ c, chamado de DCA. p T, Λ c p T, p p T, K p T, π DCA d 12 σ v d length cos θ p 2 < pt < 3 > 0.4 > 0.5 > 0.4 < 500 > 100 < 500 > 60 > < pt < 4 > 0.5 > 0.5 > 0.5 < 300 > 200 < 600 > 60 > < pt < 6 > 0.5 > 0.5 > 0.5 < 400 > 100 < 400 > 50 > < pt < 8 > 0.7 > 0.7 > 0.7 < 400 > 100 < 400 > 60 > 0 8 < pt < 12 > 0.9 > 0.9 > 0.9 < 400 > 120 < 500 > 60 > 0 (GeV/c) (GeV/c) (GeV/c) (GeV/c) (µm) (µm) (µm) (µm) Tabela 5.1: Cortes topológicos utilizados na análise do Λ c em colisões p Pb. Diante dos sinais medidos de Λ c, a seção de choque da produção de Λ c é calculada como: dσ Λc dp T = 1 1 f prompt(p T ) N Λc (p T ) y <yacc(pt) (5.2) y <0.5 2 p T (Acc ɛ) prompt (p T ) BR L int

29 29 p T, Λ c p T, K p T, p p T, π dca dist 12 σ vertex decay length cos θ pointing 2 < p T < 3 > 0.4 > 0.6 > 0.3 < 450 > 100 < 500 > 60 < 0 3 < p T < 4 > 0.4 > 1 > 0.3 < 500 > 140 < 500 > 150 < < p T < 5 > 0.4 > 1 > 0.3 < 500 > 140 < 500 > 150 < < p T < 6 > 0.5 > 1 > 0.7 < 500 > 140 < 600 > 150 < 0.5 Tabela 5.2: Cortes topológicos utilizados na análise de Λ c em pp. Sendo que N Λc (p T ) é a medida inclusiva de sinal bruto medida pelo método de massa invariante. Com a técnica utilizada, não é possível distinguir o Λ c criado diretamente no vértice primário, chamado de prompt ( oriundos de quark c ) do Λ c que vem do decaimento do Λ b, chamado de non prompt. Desta forma, a medida inclusiva de N Λc (p T ) de Λ c (e seu conjugado de carga) leva em consideração dois fatores: f prompt e ɛ prompt. O primeiro é a fração de Λ c prompt que se espera no sinal bruto em cada intervalo de p T, e (Acc epsilon) prompt a eficiência e correção de cobertura angular do Λ c. Resultados de QCD perturbativa obtidas com FONLL [22] (assim como já realizado para o estudo de mésons D [6]) da produção de Λ b e simulações de Monte Carlo são utilizadas para se estimar o fator f prompt (assim como apresentado para análises de mésons D [6] esse fator pode chegar a 10% para momentos mais altos, ou seja, tornando-se relevante). A correção Acc ɛ prompt é estimada por meio de simulações de Monte Carlo que incluem um gerador e o GEANT3 [1]. Da simulação, calculam-se: a reconstrução do vértice primário, seleção e reconstrução dos candidatos a Λ c. As contagens corrigidas são divididas pela largura de cada intervalo de p T ( p T ), o branching ratio (BR) e a luminosidade integrada L int. Um último fator 2 vem do fato do sinal bruto conter tanto o Λ + c e seu conjugado de carga Λ c. Nas figuras 5.2 e 5.3 são mostradas as massas invariantes de Λ c em colisões pp e p Pb. Um sinal claro com significância maior do que 3 é observado para todos os invervalos de p T utilizados na análise. Nas figuras 5.4 e 5.5 são ilustradas as eficiências de reconstrução de Λ c em colisões pp e p Pb, para análise realizada neste trabalho em comparação e do outro decaimento estudo por outro grupo. Por meio dos resultados de massa invariante, eficiências e luminosidade integrada, foi pos-

30 O estudo de Λ + c 3 10 Std1 cuts, 2 < pt < 3 GeV/c 3 10 Std1 cuts, 3 < pt < 4 GeV/c Entries per 2 MeV/c Entries per 4 MeV/c Significance (3σ) 4.2 ± Mean = ± S (3σ) 1172 ± 273 (23 %) Sigma = ± B (3σ) ± 81 SigmaMC = S/B (3σ) Chi2/ndf = Λ c p GeV/c t Significance (3σ) 4.6 ± 1.0 S (3σ) 582 ± 127 (22 %) B (3σ) ± 49 S/B (3σ) Mean = ± Sigma = ± SigmaMC = Chi2/ndf = Λ c p GeV/c t Std1 cuts, 4 < pt < 6 GeV/c Std1 cuts, 6 < pt < 8 GeV/c Entries per 4 MeV/c Entries per 4 MeV/c Significance (3σ) 6.2 ± 1.0 S (3σ) 607 ± 106 (17 %) B (3σ) 9134 ± 38 S/B (3σ) Mean = ± Sigma = ± SigmaMC = Chi2/ndf = Λ c p GeV/c t Significance (3σ) 3.1 ± 1.0 S (3σ) 123 ± 44 (35 %) B (3σ) 1473 ± 17 S/B (3σ) Mean = ± Sigma = ± SigmaMC = Chi2/ndf = Λ c p GeV/c t Figura 5.2: Massa invariante de candidatos a Λ c em colisões pp. Entries per 4 MeV/c Std cuts, 2 < pt < 3 GeV/c Significance (3σ) 5.4 ± 1.0 S (3σ) 4504 ± 850 (19 %) B (3σ) ± 329 S/B (3σ) Mean = ± Sigma = ± SigmaMC = Chi2/ndf = Λ c p GeV/c t Entries per 4 MeV/c Std cuts, 3 < pt < 4 GeV/c Significance (3σ) 3.4 ± 1.0 S (3σ) 1009 ± 298 (30 %) B (3σ) ± 116 S/B (3σ) Mean = ± Sigma = ± SigmaMC = Chi2/ndf = Λ c p GeV/c t Entries per 4 MeV/c Std cuts, 4 < pt < 6 GeV/c 7 Significance (3σ) 4.5 ± S (3σ) 1183 ± 296 (25 %) B (3σ) ± 104 S/B (3σ) Mean = ± Sigma = ± SigmaMC = Chi2/ndf = Λ c p GeV/c t Entries per 4 MeV/c Std cuts, 6 < pt < 8 GeV/c Entries per 4 MeV/c Std cuts, 8 < pt < 12 GeV/c Significance (3σ) 4.6 ± 1.2 S (3σ) 430 ± 112 (26 %) B (3σ) 8471 ± 39 S/B (3σ) Mean = ± Sigma = ± SigmaMC = Chi2/ndf = Λ c p GeV/c t Significance (3σ) 6.6 ± 1.3 S (3σ) 275 ± 58 (21 %) B (3σ) 1479 ± 18 S/B (3σ) Mean = ± Sigma = ± SigmaMC = Chi2/ndf = Λ c p GeV/c t Figura 5.3: Massa invariante de candidatos a Λ c em colisões p Pb.

31 31 Efficiency 1 pp, s = 7 TeV 1 Acceptance Prompt Λ C Feed-down Λ C 3 10 Λ C pkπ 5 10 (GeV/c) p T Λ C pk 0 S 5 10 (GeV/c) p T Figura 5.4: Eficiência total de reconstrução de Λ c em colisões pp (Λ + c Λ c pk 0 s à esquerda). pk π + à esquerda, Efficiency 1 p-pb, = 5.02 TeV s NN 1 Acceptance 1 10 Prompt Λ C Feed-down Λ C 2 10 Λ C pkπ 5 10 (GeV/c) p T Λ C pk 0 S 5 10 (GeV/c) p T Figura 5.5: Eficiência total de reconstrução de Λ c em colisões p Pb (Λ + c Λ c pk 0 s à esquerda). pk π + à esquerda, sível calcular a seção de choque diferencial para análise de Λ + c pk π +, por meio da equação 5.2. O resultados oriundos de análise em outros canais de decaimento estão em acordo com os resultados desenvolvidos neste projeto (Λ + c pk π + ) como apresentado na figura 5.6. Uma versão do artigo está em fase de redação e foi entregue à colaboração para sugestões em Abril de Após o período de interação com o resto da colaboração, o qual deve durar mais alguns meses, o artigo será submetido para publicação. O Objetivo desse artigo é englobar as medidas das seções de choque diferenciais de Λ c em colisões pp e p Pb, assim como a comparação com a seção de choque de mésons D.

32 32 O estudo de Λ + c 1 µb (GeV/c) 1 T 10 2 Λ C Λ C Λ C 0 pk S pkπ eλν µb (GeV/c) T 10 4 Λ C Λ C pkπ 0 pk S σ/dydp pp, s = 7 TeV σ/dydp p Pb, s NN = 5.02 TeV 2 d 10 2 d p (GeV/c) T p (GeV/c) T Figura 5.6: Comparação de todos os resultados do ALICE para a seção de choque de Λ c em colisões pp e p Pb.

33 Capítulo 6 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Durante os anos de 2015 e 2016, algumas análises foram desenvolvidas para elétrons 1 de quarks pesados (HFE, sigla em inglês 2 ) em colisões p Pb: R ppb de elétrons com momento mais alto, Q ppb e Q cp. A análise de R ppb foi feita em conjunto com a então aluna de Doutorado Cristiane Jahnke, que havia feito a análise de elétrons com EMCal em eventos MB 3 para p T < 12 GeV/c (artigo já publicado [13]). A Análise de Q ppb inclui também um pós-doutorando do grupo até 2016 Sudipan De. O objetivo da análise de R ppb (veja equação 6.1) é comparar os resultados em colisões pp com os resultados em colisões p Pb, observando-se possíveis efeitos de matéria nuclear fria. Valendo-se do expertise em análises envolvendo o sistema de gatilho 4 do EMCal, o objetivo da análise foi a expansão do resultado obtido até 12 GeV/c para momentos mais alto. Para isso, 1 Doravante será utilizado o termo elétron de quarks pesados. No entanto tanto o elétron quanto o pósitron são estudados (não há distinção de carga na análise). 2 HFE corresponde a heavy-flavour electrons, ou seja, elétrons oriundos de quarks pesados. Essa terminologia pode ser utilizada no decorrer do texto por simplificação. 3 Os eventos MB (Minimum Bias em inglês) representam os eventos com menor tendenciosidade possível. 4 Os eventos do sistema de gatilho (que em inglês é denominado trigger) do EMCal são eventos escolhidos quando existe um conjunto de torres do EMCal com energia acima do limiar pré-estabelecido. Como será discutido adiante, foi possível uma rejeição de eventos da ordem de milhar. Isso significa que foram salvos eventos equivalentes a mais de 1000 vezes o que seria salvo em MB, obviamente com uma tendenciosidade de se salvar apenas eventos com energia bem alta). 33

34 34 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb foram utilizados dois sistemas de gatilho: EG1 (limiar de energia menor por volta de 7GeV) e EG2 (limiar de energia por volta de 11 GeV). O fator de modificação nuclear em colisões p Pb é dado por: R ppb = 1 dn ppb /dp T (6.1) T ppb dσ pp /dp T Sendo que, T ppb é o fator de penetração nuclear, dσ pp é a seção de choque obtida em colisões pp. Uma outra medida importante é o Q ppb (equação 6.2), a qual relaciona as produções em diferentes multiplicidades com a produção em colisões pp. Essa variável permite explorar a dependência da produção de quarks pesados com a geometria da colisão e com a densidade de partículas no estado final (após hadronização). Em diferentes modelos teóricos, os efeitos de matéria nuclear fria foram estudados como função do parâmetro de impacto das colisões. Por meio dos modelos, é esperado que esses efeitos sejam prominentes em colisões mais centrais ( [17] [18]). Deste modo, é importante quantificar esse valor experimentalmente. O Q ppb é dado por: Q ppb = 1 dn T mult ppb ppb mult /dp T dσ pp /dp T (6.2) Uma outra maneira de quantificar esse efeito é comparando a medida central com colisões mais periféricas, o que se chama de Q cp, assim como indicado na equação 6.3. ppb T central ppb Q cp = Tperiferico dn ppb central /dp T dn ppb periferico /dp T (6.3) 6.1 A análise de Q ppb e Q cp Descrição das atividades O desenvolvimento desta análise dependeu dos seguintes passos desenvolvidos: Seleção de eventos de interesse quanto à classe de centralidade: 0-20, 20-40, e % (seção 6.1.2);

35 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 35 Identificação de elétrons de interesse. Para essa análise duas estratégias foram utilizadas para identificação de elétrons (PID): somente TPC: 2 < p T < 8 GeV/c (seção 6.1.3); TPC-EMCal: 8 < p T < 20 GeV/c (seção 6.1.4). Uma explicação sobre como funciona o PID de hádrons e elétrons no ALICE foi apresentado na seção 4.1. Subtração da contribuição de elétrons que não são de quarks pesados, especialmente, os oriundos de fótons. Isso foi possível por meio do método de massa invariante; Subtração da contaminação de hádrons. Para isso, foram realizados ajustes de funções para píons, prótons e elétrons ao sinal do TPC; No caso da análise com o EMCal, foi utilizado eventos do sistema de gatilho do EMCal. Deste modo, uma correção do fator de rejeição de eventos foi realizada; As eficiências em todos os métodos foram estimados: contaminação de hádrons, reconstrução de trajetórias, PID e método de massa invariante; O cálculo de Q ppb depende de uma referência de pp com a mesma energia. Para isso, foi feito extrapolação do resultado a 7 TeV para a energia em p Pb (5.02 TeV); Por fim, os cálculos de Q ppb, cuja referência é o resultado em pp, e Q cp (cuja referência é o resultado em p Pb mais periférico, ou seja, %) foram realizados. Incertezas sistemáticas foram estimadas As centralidades utilizadas O objetivo da separação da análise em classes de centralidade é verificar se existe uma diferença no observável estudado de acordo com a multiplicidade de partículas estudadas. O conceito centralidade é derivado da centralidade em Pb Pb. Em colisões Pb Pb, um evento mais central está diretamente relacionado com o fato de haver mais superposição entre os núcleos de chumbo durante a colisão, ou seja, o parâmetro de impacto da colisão é maior. Uma classe 0-20 %, por exemplo, representa os eventos que vão até 20% da centralidade máxima obtida. É possível correlacionar a centralidade da colisão com a multiplicidade de partículas

36 36 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Centralidade (%) Número de eventos análisados M M M M Tabela 6.1: Número de eventos analisados em colisões MB. Centralidade (%) Número de eventos análisados (limiar de 7 GeV); (limiar de 11 GeV) (limiar de 7 GeV); (limiar de 11 GeV) (limiar de 7 GeV); (limiar de 11 GeV) (limiar de 7 GeV); (limiar de 11 GeV) Tabela 6.2: Número de eventos analisados em colisões com eventos do gatilho do EMCal. geradas, valendo-se do modelo de Glauber [15]. Assim, tanto em Pb Pb quanto em p Pb é feita uma estimativa de centralidade de acordo com a multiplicidade, sendo que o parâmetro de medida de multiplicidade é o sinal do detector V0 do ALICE (detalhes sobre a obtenção das classes centralidade em p Pb no ALICE podem ser vistos em [3]). A tabela 6.2 mostra o número de eventos análisados para cada classe de centralidade. Com eventos MB, foi possível medir elétrons com p T menor de 8 GeV, em virtude da estatística obtida. Deste modo, o espectro de elétrons foi complementado pelo sistema de gatilho do EMCal, o qual seleciona fótons e elétrons com energia excedendo o limiar escolhido. Os valores de rejeição de eventos serão discutidos na seção A análise em eventos MB A identificação de elétrons Para a análise de eventos MB, o TPC foi utilizado para a identificação de elétrons e pósitrons, já que o intervalo de p T utilizado é mais baixo. Os cortes no PID do TPC foram escolhidos como 0 < σ T P CdE/dx < 3 (número de sigmas com relação ao valor mais provável para a banda de elétrons). Esse corte reduz a contaminação de hádrons no especto de elétrons. A contaminação de hádrons existentes nesta região de σ TPCdE/dx foi estimada mediante

37 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 37 ajuste de funções na distribuição de TPC nσ em cada intervalo de p T. As figuras 6.1, 6.2, 6.3 e 6.4 mostram os ajustes mencionados para as classes centralidades 0-20%, 20-40%, 40-60% e %. Nessas figuras, há 3 picos diferentes que representam, respectivamente, prótons, píons e elétrons. A contribuição de prótons é descrita por uma Gaussiana, o ajuste de píons é uma distribuição de Landau multiplicada por uma exponencial e os elétrons são descritos também por uma Gaussiana. Para momentos mais altos, os píons são a fonte dominante de fundo, já que as bandas de píons se sobrepõem às bandas dos elétrons. O ajuste serve para medir a contaminação de hádrons. A figura 6.5 mostra a contaminação de hádrons como função de p T para diferentes classes de centralidade para o corte em 0 < σ T P CdE/dx < 3. As contaminações de hádrons não dependem da centralidade, apenas do p T (aumentam para momentos mais altos, atingindo por volta de 4% em 6 < p T < 8 GeV/c).

38 38 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Figura 6.1: 0-20%. Distribuição de TPC nσ para cada intervalo de p T para a classe de centralidade

39 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 39 Figura 6.2: 20-40%. Distribuição de TPC nσ para cada intervalo de p T para a classe de centralidade

40 40 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Figura 6.3: 40-60%. Distribuição de TPC nσ para cada intervalo de p T para a classe de centralidade

41 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 41 Figura 6.4: %. Distribuição de TPC nσ para cada intervalo de p T para a classe de centralidade

42 42 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb A subtração de hádrons do espectro de elétrons Como o intuito desta análise é a medida de elétrons, é necessário estudar a contaminação de hádrons no espectro quando se faz apenas um corte de PID do TPC. Para isso, o seguinte procedimento foi utilizado: A contaminação de hádrons foi quantificada por meio das integrais das funções de ajuste de prótons e píons na região do TPC < σ T P CdE/dx < 3. Então, a porcentagem da contaminação com relação ao ajuste total do TPC nσ pôde ser calculada. Foi realizada a subtração da contaminação do sinal na região selecionada para esta análise, ou seja, 0 < σ T P CdE/dx < 3. Tal procedimento foi repetido para todos os intervalos de p T e todas as classes de centralidade estudadas. Figura 6.5: Contaminação de hádrons, em porcentagem, como função do p T do elétrons para cada intervalo de centralidade e para um corte no TPC: 0 < σ T P CdE/dx < 3.

43 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 43 A reconstrução de elétrons que não são de quarks pesados (non-hfe) A contribuição de fundo de elétrons que não são de quarks pesados (non HFE 5 ) sobretudo oriundos de conversões fotônicas e decaimento Dalitz de mésons neutros precisa ser subtraída para a obtenção do espectro de elétrons de quarks pesados. Esse fundo pode ser reconstruído estudando a reconstrução da massa invariante de pares e ±. Nesse procedimento, primeiramente um elétron é identificado e, subsequentemente, todas as outras trajetórias são combinadas, no intuito de se encontrar um parceiro de sinal oposto oriundo dos decaimentos citados. Calcula-se a massa invariante, sendo que quando este valor é próximo de zero (utiliza-se um corte em 100 MeV/c 2 ) considera-se que o elétron veio de um fundo que não é de quarks pesados. A estimativa de fundo combinatório é feita por meio da massa invariante de pares de mesmo sinal. A figura 6.6 apresenta a massa invariante de pares de sinais opostos (ULS unlike-sign do inglês) e pares de mesmo sinal (LS like-sign do inglês) para centralide 0-100%. No intuito de se aumentar a eficiência do método, utiliza-se um corte mais suave de PID para o parceiro do elétron que se deseja estudar (-3 < σ T P CdE/dx < 3). A figura 6.7 mostra o espectro de elétrons após a subtração de elétrons comparadas com os espectros oriundos de pares ULS e LS como função de p T. A contribuição desse fundo é mais evidente para momentos mais baixos. As eficiências para a correção do espectro Para o cálculo final do espectro de elétrons, é necessário estimar os valores das eficiências para todos os métodos utilizados na análise: reconstrução das trajetórias, PID, contaminação de hádrons, subtração de fótons pelo método de massa invariante. A eficiência no método de massa invariante O espectro de elétrons utilizados para a determinação de elétrons que não são de quarks pesados são afetados pela eficiência dos detectores e também suas coberturas angulares. Esse espectro é corrigido estimando-se a eficiência para encontrar um par elétron-pósitron no método 5 non-hfe equivale a non-heavy-flavour electrons em inglês. Esse termo pode ser utilizado no texto por simplificação

44 44 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Figura 6.6: Espectro de massa invariante de pares ULS e LS para centralidade 0-100%. de massa invariante. Para isso, utilizou-se uma simulação de Monte Carlo, cuja distribuição de partículas é semelhante à distribuição existente nos dados de p Pb, mas com um incremento de partículas de baixa massa invariante que produzem elétrons e pósitrons em seus decaimentos. A figura 6.8 mostra a eficiência do método de massa invariante para diferentes classes de centralidade. As eficiências são semelhantes para todas as classes estudadas.

45 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 45 Figura 6.7: Espectro de elétrons após subtração de hádrons (pontos vermelhos cheios) e os espectros de estimativa de elétrons oriundos de pares ULS (pontos vermelhos abertos) e LS (pontos azuis) como função de p T para as diferentes classes de centralidade estudadas. Figura 6.8: Eficiência do método de massa invariante para elétrons com 0 < σ T P CdE/dx < 3

46 46 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb A eficiência de reconstrução de trajetórias e PID de elétrons Depois de subtrair os elétrons que não são de quarks pesados, é necessário corrigir o espectro com as eficiências de reconstrução de trajetórias e PID do TPC. Combinando ambas as eficiências, chega-se a eficiência total de obtenção de elétrons. A figura 6.9 mostra a eficiência total em cada classe de centralidade para 0 < σ T P CdE/dx < 3. A figura 6.10 mostra a eficiência de PID de elétrons no TPC utilizando dados. Para calcular a eficiência, foi calculada a razão entre a integral da Gaussiana de elétrons de 0 < σ T P CdE/dx < 3 e a integral de 3 < σ T P CdE/dx < 3 (ou seja, a banda completa de elétrons). Figura 6.9: Eficiência de total (trajetória+pid) para o método com PID do TPC (0 < σ T P CdE/dx < 3) A razão de elétrons inclusivos por fundo A figura 6.11 mostra a razão entre os elétrons inclusivos e a eficiência de fundo de elétrons que não são de quarks pesados ((N(ULS) N(LS))/ε fundo ) para diferentes classes de centralidade e 0 < σ T P CdE/dx <3.

47 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 47 Figura 6.10: Eficiência de TPC para dados e simulação para 0 < σ T P CdE/dx < 3. Figura 6.11: Razão de elétrons inclusivos por fundo (0 < σ T P CdE/dx < 3)

48 48 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb O espectro final de elétrons de quarks pesados O resultado final de elétrons de quarks pesados, que é o objetivo deste trabalho, precisa dos seguintes passos: Subtração da eficiência corrigida do fundo de Non-HFE (ε fundo ) (ULS-LS divido pela eficiência de obtenção de Non-HFE) do espectro inclusivo. Correção do espectro já subtraído dos Non-HFE dividido pela eficiência total de obtenção de elétrons. O último item pode ser escrito como: N HFE = eletrons inclusivos fundo ε fundo ε total (6.4) A figura 6.12 mostra o número invariante de elétrons de quarks pesados por diferencial de p T para diferentes classes de centralidade. Figura 6.12: Número invariante de elétrons de quarks pesados por diferencial de p T para diferentes classes de centralidade.

49 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 49 A medida do fator de modificação nuclear Q ppb Para que o Q ppb possa ser medido (vide equação 6.2), um valor de referência de colisões pp é necessário na mesma energia estudada. Visto que não havia dados de pp com energia s = 5.02 TeV, foi utilizado um valor extrapolado de colisões pp com energia s = 7 TeV. Esse procedimento é feito baseado em previsões de FONLL, sendo que detalhes desse valor de escala pode ser visto em [25]. A figura 6.13 mostra a seção de choque diferencial em p T de elétrons de quarks pesados com energia de colisões pp igual a s = 5.02 TeV. Figura 6.13: Seção de choque diferencial em p T de elétrons de quarks pesados para colisões pp com energia extrapolada para s = 5.02 TeV. As barras de incertezas são somente estatísticas e os retângulos abertos representam as estimativas de incertezas sistemáticas. Valendo-se da referência de pp, o Q ppb é medido de acordo com 6.2. Os valores de T ppb estão apresentados na tabela 6.3. Centralidade (%) T ppb Tabela 6.3: Valores < T ppb > para diferentes classes de centralidade.

50 50 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb A figura 6.14 mostra o valor de Q ppb como função de p T para diferentes classes de centralidade. As barras de incertezas são somente estatísticas. Não há uma dependência significativa dos dados resultados com a variação da centralidade, dadas as incertezas dos pontos. Figura 6.14: Valores de Q ppb como função de p T para diferentes classes de centralidade. As barras de incerteza são estatísticas A análise com os eventos do sistema de gatilho do EMCal Como apresentado na seção anterior, foi possível medir elétrons de quarks pesados com p T de 2 a 8 GeV/c utilizando eventos MB. Como a motivação é também expandir a medida até p T = 20 GeV/c, dados com o sistema de gatilho do EMCal foram utilizados. Dois tipos de gatilho foram utilizados EG1(E >11 GeV) e EG2 (E > 7 GeV). A identificação de elétrons com o EMCal Para esta análise ambos os detectores TPC e EMCal foram utilizados para o PID de elétrons. Como os elétrons perdem quase toda a usa energia no EMCal, a razão E/p é bem próxima de 1. Foi escolhido um corte ao redor de 1, a saber, 0.8 < E/p < 1.2. Para subtrair a contaminação de hádrons, foi modelada a distribuição de E/p para hádrons. Para os elétrons foi utilizada a distribuição provinda do corte de TPC utilizado (-1 < σ T P CdE/dx < 3); já para os hádrons,

51 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 51 σ T P CdE/dx < -3.5 (nesta região deve haver apenas hádrons). As figuras mostram as distribuções de E/p de elétrons e hádrons para diferentes intervalors de p T e para diferentes classes de centralidade. Os resultados estão separados de acordo com o limiar do gatilho do EMCal, para EG1 (limiar de 11 GeV), há os intervalos de p T : 8 < p T < 10GeV/c; 10 < p T < 12GeV/c; 12 < p T < 16GeV/c; para EG2 (limiar 7 GeV): 12 < p T < 14GeV/c; 14 < p T < 16GeV/c; 16 < p T < 20GeV/c. A distribuição de E/p de hádrons foi normalizada com o intuito de alcançar a distruição de elétrons em uma região não muito próxima do pico. Figura 6.15: Distribuição de E/p de elétrons e hádrons para diferentes intervalos de p T para centralidade 0-20%, sendo o gatilho EG2 (acima) e EG1 (abaixo).

52 52 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Figura 6.16: Distribuição de E/p de elétrons e hádrons para diferentes intervalos de p T para centralidade 20-40%, sendo o gatilho EG2 (acima) e EG1 (abaixo). Figura 6.17: Distribuição de E/p de elétrons e hádrons para diferentes intervalos de p T para centralidade 40-60%, sendo o gatilho EG2 (acima) e EG1 (abaixo).

53 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 53 Figura 6.18: Distribuição de E/p de elétrons e hádrons para diferentes intervalos de p T para centralidade %, sendo o gatilho EG2 (acima) e EG1 (abaixo).

54 54 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb A reconstrução de elétrons que não são de quarks pesados Assim como foi feito nos eventos MB a contribuição de elétrons que não são de quarks pesados foi ser removida. O mesmo método a saber, massa invariante foi utilizado. A figura 6.19 mostra a massa invariante dos pares ULS e LS para a classe de centralidade 0-20%. Figura 6.19: Espectro de massa invariante de elétrons e pósitrons para a classe de centralidade 0-20% para EG2 (esquerda) e EG1 (direita) As figuras 6.20 e 6.23 mostram os espectros de elétrons inclusivos comparados com elétrons que são candidatos a ULS e LS, para as diversas classes de centralidade estudadas. Figura 6.20: Espectros de elétrons inclusivos, elétrons de pares ULS e pares LS para classe de centralidade 0-20% para EG2 (esquerda) e EG1 (direita). A figura 6.24 mostra a eficiência total de reconstrução, que é utilizada para a correção dos elétrons inclusivos após a subtração do fundo.

55 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 55 Figura 6.21: Espectros de elétrons inclusivos, elétrons de pares ULS e pares LS para classe de centralidade 20-40% para EG2 (esquerda) e EG1 (direita). Figura 6.22: Espectros de elétrons inclusivos, elétrons de pares ULS e pares LS para classe de centralidade 40-60% para EG2 (esquerda) e EG1 (direita). Figura 6.23: Espectros de elétrons inclusivos, elétrons de pares ULS e pares LS para classe de centralidade % para EG2 (esquerda) e EG1 (direita).

56 56 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Figura 6.24: Esquerda: eficiências totais para as diferentes classes de centralidade. Direita: razão em relação à eficiência integrada. A eficiência total inclui a reconstrução de trajetórias (figura 6.25), a eficiência de PID do TPC (figura 6.26), a eficiência do PID do EMCal (figura 6.27) e a eficiência da associação de uma trajetória do TPC com o EMCal (figura 6.28). Figura 6.25: Eficiência de reconstrução de trajetórias para diferentes classes de centralidade A figura 6.29 mostra a razão entre sinal e o fundo de de non-hfe corrigido pela eficiência, para os dois tipos de gatilho do EMCal para a classe de centralidade 0-100%.

57 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 57 Figura 6.26: Eficiência de PID do TPC para as diferentes classes de centralidade Figura 6.27: Eficiência de PID do EMCal para diferentes classes de centralidade

58 58 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Figura 6.28: Eficiência da associação trajetória do TPC ao EMCal para diferentes classes de centralidade. Figura 6.29: Painel acima: espectro de elétrons após a subtração de elétrons, juntamente com o fundo. Painel abaixo: Razão sinal/fundo para centralidade 0-100%. Esquerda: EG1; direita: EG2.

59 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 59 O fator de rejeição do sistema de gatilho No intuito de aumentar o intervalo de p T de elétrons de quarks pesados, o sistema de gatilho do EMCal foi utilizado, o qual seleciona eventos contendo elétrons de alto momento. É necessário corrigir o espectro final, utilizando para isso o fator de rejeição do gatilho. O espectro é dividido por esse fator, que é uma constante. Para a estimativa desse valor, foram medidos os espectros de energia por evento de partículas no EMCal com eventos MB e eventos do sistema de gatilho. A razão entre a distribuição no sistema de gatilho e nos eventos MB corresponde ao fator de rejeição estudado. A figura 6.30 mostra o fator de rejeição de eventos. Para o limiar de 11 GeV é definido como EGA1(GA1)/MB e para o limiar de 7 GeV, EGA2(GA2)/MB. A rejeição de fator de gatilho utilizado na análise depende de cada classe de centralidade 6. A tabela 6.4 mostra a estimativa do fator de rejeição de eventos. Figura 6.30: Fator de rejeição do sistema de gatilho para diferentes classes de centralidade. 6 a razão disso é que eventos com maior multiplicidade possuem uma probabilidade maior de conter jatos mais energéticos, os quais possuem partículas de alto momento

60 60 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Centralidade (%) EG1 EG ± ± ± ± ± ± ± ± 51 Tabela 6.4: Fatores de rejeição de eventos do sistema de gatilho para diferentes classes de centralidade. O espectro corrigido de elétrons de quarks pesados Valendo-se da equação 6.4, foi possível corrigir o espectro de elétrons para as diferentes centralidades. Depois, os espectros foram normalizados utilizandos os valores de rejeição do sistema de gatilho da tabela 6.4. A figura 6.31 mostra o números de elétrons por diferencial de p T para diferentes classes de centralidade e para os dois limiares de gatilho. Figura 6.31: Espectro corrigido de elétrons de quarks pesados para as diferentes classes de centralidade estudadas, sendo que EG2 (esquerda) e EG1 (direita), normalizados pelo fator de rejeição dos sistemas de gatilho. As incertezas apresentadas são estatísticas. A referência em colisões com s = 5.02 TeV Uma referência de espectro de elétrons de quarks pesados é necessária para o cálculo do fator de modificação nuclear, R pp b. Como não existe no momento colisões pp com energia s = 5.02 TeV, o resultado publicado pelo ATLAS com em 7 TeV na mesma região de pt foi extrapolada a s = 5.02 TeV. Visto que os cálculos de FONLL descrevem bem os dados

61 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 61 de 7 TeV, esse modelo foi usado para extrapolar os dados de 7 TeV a uma energia de 5.02 TeV. Esse resultado foi feito para cada intervalo de p T estudado. As incertezas sistemáticas nas previsões de FONLL estão entre 16 a 30 % e nos dados entre %. As incertezas sistemáticas foram então propagadas adequadamente. As incertezas estatísticas são as mesmas da medida do ATLAS. A figura 6.32 os valores dos dados em pp extrapolados de acordo com as previsões da FONLL. Figura 6.32: Espectro de p T dos dados e cálculos da FONLL-pQCD. Os dados em vermelho sólido são os publicados pela colaboração ATLAS em 7 TeV. Os símbolos em aberto representam as previsões da FONLL. Os pontos sólidos em azul são os pontos dos dados extrapolados a 5.02 TeV, valendo-se da FONLL.

62 62 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb O fator de modificação nuclear Q ppb Valendo-se da referência de pp com energia s = 5.02 TeV (figura 6.32) e os valores de < T pp b > da tabela 6.3, o Q ppb foi medido como função do p T para diferentes classes de centralidade, tanto para o sistema de gatilho EG1 e EG2 (figura 6.33). As barras de incerteza são apenas estatísticas. Figura 6.33: Valores de Q pp b para diferentes classes de centralidade. As barras de incertezas são estatísticas.

63 6.1 A análise de Q ppb e Q cp As incertezas sistemáticas As incertezas sistemáticas foram estimadas diretamente do espectro final de elétrons de quarks pesados. Todos os cortes utilizados na análise foram variados ao redor do valor central utilizado na análise. As principais fontes de efeitos sistemáticos foram: Cortes de trajetórias (efeito se mostrou inferior a 3%); PID do TPC; Método de subtração de fundo de Non-HFE; Corte de massa invariante; Normalização do fator de rejeição de eventos (caso do sistema de gatilho do EMCal); Método de PID com o EMCal (caso do sistema de gatilho do EMCal). A estimativa da incerteza do resultado com eventos MB é aproximadamente 6%. O resultado com os sistema de gatilho tem um efeito sistemático maior (aproximadamente 20%), especialmente por dois fatores: rejeição de eventos (12%) e uma calibração pior do PID do TPC (por fatores técnicos em um ambiente com maior luminosidade) que resultou em uma incerteza pela dependência com o valor de η em torno de 10%.

64 64 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Os valores medidos de Q ppb Figura 6.34: Números de elétrons corrigidos por diferencial de p T TPC(acima), Gatilho EG2 (meio) e Gatilho EG1 (abaixo). As barras de incerteza representam as incertezas estatísticas e os retângulos abertos os efeitos sistemáticos estimados.

65 6.1 A análise de Q ppb e Q cp 65 A figura 6.35 mostra o número de elétrons de quarks pesados corrigidos por diferencial de p T para toda a região de p T estudada (2 < p T < 20 GeV/c). As barras de incerteza representam as incertezas estatísticas e os retângulos abertos os efeitos sistemáticos estimados. Figura 6.35: Número de elétrons por diferencial de p T para diferentes classes de centralidade para as análises com TPC e TPC-EMCal. As barras de incerteza representam as incertezas estatísticas e os retângulos abertos os efeitos sistemáticos estimados. Para os valores de Q pp b, as incertezas foram propagadas incluindo a contribuição da referência em pp. A figura 6.36 mostra os valores de Q pp b como função de p T para as análises com TPC (eventos MB) e TPC-EMCal (eventos do sistema de gatilho). A figura 6.37 mostra todos os resultados juntos. Os valores de Q ppb para as diferentes centralidades são compatíveis entre si e com 1, dentro das incertezas experimentais. Isso pode indicar que não haja efeitos de supressão evidentes com o aumento da multiplicidade de partículas em colisões p Pb.

66 66 As análises de elétrons de quarks pesados em colisões p Pb Figura 6.36: Valores de Q pp b para diferentes classes de centralidade para as análises com TPC e TPC-EMCal. As barras de incerteza representam as incertezas estatísticas e os retângulos abertos os efeitos sistemáticos estimados. Figura 6.37: Valores de Q pp b para diferentes classes de centralidade para as análises com TPC e TPC-EMCal. As barras de incerteza representam as incertezas estatísticas e os retângulos abertos os efeitos sistemáticos estimados.