Relatório de Atividades de Pesquisa de Julho de 2016 a Setembro de Pós-Doutoranda Marisilvia Donadelli

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1 Relatório de Atividades de Pesquisa de Julho de 26 a Setembro de 27 Pós-Doutoranda Marisilvia Donadelli Programa de medidas de precisão de bósons W em associação com jatos-b e procura por produção de pares de bósons de Higgs em colisões próton-próton a s = 3 TeV com o detector ATLAS do LHC Supervisores Profa. Suzana Salém Dr. Marco Aurélio Lisboa Leite Instituto de Física da Universidade de São Paulo Laboratório de Instrumentação e Partículas Setembro de 27

2 Resumo O LHC (Large Hadron Collider) se encontra atualmente no período de coleta de dados denominado Run-II quando feixes de prótons colidem a uma energia do referencial do centro de massa de s = 3 TeV. Com essa escala de energia sem precedentes, uma nova etapa se abre para que medidas de precisão como a produção de bósons vetorias W em associação com jatos de quarks b possam ser realizadas por representarem um teste para os métodos de QCD perturbativa no contexto do Modelo Padrão. A energia sem precedentes fornecida pelo colisor também abre as portas para busca por Nova Física Além do Modelo Padrão - BSM (Beyond Standard Model) e neste contexto, destacamos a procura pela produção de pares de bósons de Higgs no canal hh bbττ. Estas análises utilizam o conjunto completo de dados coletados pelo detector ATLAS nos anos de 25 e 26 em colisões p + p a s = 3 TeV, no modo de espaçamento de 25 ns entre pacotes de prótons que colidiram e que corresponderam a uma luminosidade integrada de 36.5 fb. Juntamente com a atividade de pesquisa, destacamos o trabalho de extensão no evento International MasterClasses- hands in particle physics voltado para alunos de ensino médio, além do trabalho com a plataforma Atlas Open Data junto aos bolsistas de iniciação científica do Laboratório de Instrumentação e Partículas. Ambos coordenados pela pós-doutoranda no âmbito da colaboração com o experimento ATLAS. Publicações e participação em conferências/workshops De relevância para as análises de dados com participação direta da pós-doutoranda e que serão detalhados neste relatório, além de trabalhos anteriores, junto à Colaboração ATLAS, destacamos:. Publicações Measurements of the production of prompt photons, jets and vector bosons+jets in pp collisions with the ATLAS detector []; 2

3 Kinematic Distributions of W and Z Boson Production from pp Collisions at s = 3 TeV in the ATLAS Detector [2]; Measurement of W ± and Z-boson production cross sections in pp collisions at s = 3 TeV with the ATLAS detector [3]; Measurement of the Production Cross Sections of a Z boson Boson in Association with Jets in collisions at s = 3 TeV with the ATLAS Detector [4]; Electroweak probes in heavy-ion collisions at the LHC with ATLAS [5]; Higgs Pair Production in the hh bbττ channel at the High-Luminosity LHC [6]; Measurement of quarkonium production in proton lead and proton proton collisions at 5.2 TeV with the ATLAS detector [7]; ATLAS results on heavy flavour production and its relation to quark matter [8]..2 Conferências/Workshops XXXVIII Encontro Nacional de Física de Partículas e Campos, 8-22 de Setembro de 27 - Passa Quatro, MG - Searches for resonant and nonresonant Higgs boson pair-production in the b bτ + τ decay channel with 36. fb in pp collision data at s = 3 TeV with the ATLAS detector - Parallel Talk; XL Encontro Nacional de Física Nuclear no Brasil, 3-7 de Setmbro de 27 - Campos do Jordão, SP - Searches for Higgs Boson pair production with the ATLAS detector - Plenary Talk; XLVI International Symposium on Multiparticle Dynamics (ISMD 26), 29 Agosto - 2 de Setembro de 26 - Ilha de Jeju, Coréia do Seul - Measurements of the production of prompt photons, jets and vector bosons+jets in pp collisions with the ATLAS detector - Plenary Talk; 3

4 HH at HL-LHC, Maio de 26 - CERN - Current status of the ATLAS HH studies for HL-LHC - Plenary talk; ATLAS Beyond the Standard Model Higgs and Exotics Joint Workshop 26, -5 de Abril - Grenoble, França - Participant; ATLAS Standard Model Workshop 26, 3 de Março-2 de Abril - Madrid, Espanha - Participant; ATLAS HH workshop 26, 8-2 de Janeiro - Laboratoire de l Accélérateur Linéaire, Orsay, França - Prospects of hh bbττ analysis at High Luminosity LHC - Plenary Talk; The 23rd Low x Meeting, -5 de Setembro de 25 - Sandomierz, Polônia Measurements of Drell-Yan and vector boson plus jet productions in ATLAS - Plenary Talk; The 5h International Conference on Strangeness in Quark Matter, 6- de Julho de 25 - JINR, Dubna, Rússia ATLAS results on strangeness and/or heavy flavor production and its relation to quark matter - Plenary Talk; ATLAS Standard Model Workshop 25, 2-5 de Fevereiro - Annecy, França - Participant; ECFA High Luminosity LHC Experiments Workshop, 2-23 de Outubro de 24 - Aix Les Bains, França - Participant; ICHEP24 (37th International Conference on High Energy Physics), 2-9 de Julho de 24 - Valência, Espanha Electroweak probes in heavy-ion collisions at ATLAS - Parallel talk. 4

5 2 Introdução Após uma parada técnica de dois anos que teve início em março de 23, o LHC (Large Hadron Collider) se encontra atualmente no período de coleta de dados denominado Run-II e que se estenderá até 28. 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 [9]. Do ponto de vista do experimento ATLAS [], no qual este trabalho de pesquisa se insere, medidas de precisão no contexto do Modelo Padrão tais como a produção de bósons vetorias W em associação com jatos (W + jatos), representam um dos processos mais importantes no LHC. A alta seção de choque e o fato de constituir uma assinatura experimental limpa, permitem que a produção W + jatos possa ser investigada com grande precisão num extenso intervalo de multiplicidade de jatos e de escala de energia [ 3]. Tais medidas representam um importante teste para o Modelo Padrão, assim como para métodos de teoria de QCD perturbativa, além de serem ferramentas que compõem o fundamento de todas as simulações teóricas em colisores hadrônicos de alta energia. A reação p + p W + jatos representa também importante sinal de fundo para vários processos previstos pelo Modelo Padrão como produção de t t, quarks top solitários single top, di-bóson, e bóson de Higgs. No contexto de procura por Nova Física Além do Modelo Padrão - BSM (Beyond Standard Model), a produção de W + jatos múltiplos também representa uma contaminação de fundo dominante em assinaturas com léptons, energia transversa faltante e jatos. Ainda no contexto BSM, onde este trabalho de pesquisa também se insere, destacamos a procura pela produção de pares de bósons de Higgs no canal hh bbττ. Com a descoberta do bóson de Higgs no LHC em 22 [4, 5], uma nova fronteira para o teste do setor escalar do Modelo Padrão e suas possíveis extensões foi aberta. Desde então, muito progresso tem sido alcançado com relação a medidas de acoplamento do bóson de Higgs com férmions e bósons vetoriais [6 8], bem como o estudo do seu spin e de suas propriedades de carga-paridade [9], com todos estes resultados consistentes com o esperado para um bóson de Higgs do Modelo Padrão. Dentro do 5

6 Modelo Padrão, a existência do bóson de Higgs é consequência da quebra de simetria eletrofraca - EWSB (Electroweak Symmetry Breaking), e portanto, a medida do auto-acoplamento trilinear do Higgs com a subsequente reconstrução do potencial de Higgs é de vital importância, com tal medida podendo ser realizada através do estudo de produção de pares de Higgs. Embora tal produção tenha sido amplamente estudada na literatura [2 24], os resultados do Run-I são insuficientes para apresentar sensibilidade ao acoplamento no Modelo Padrão mesmo com a combinação de vários canais, considerando que a taxa de sinal extremamente pequena está imersa numa imensa conataminação de fundo [25 27]. O experimento ATLAS realizou busca por produção de pares de bósons de Higgs no canal bbττ utilizando os dados coletados durante o Run-I com uma energia de colisão no referencial do centro de massa de s = 8 TeV. Neste resultado, apenas o modo de decaimento τl τ had foi considerado. A análise estabeleceu limites na seção de choque de produção de ressonâncias com massas no intervalo 26 < m X < TeV e estabeleceu um limite superior para a produção não-ressonante de pares de Higgs de.6 pb (6 a previsão do Modelo Padrão) [28]. A combinação deste resultado com outros canais bbbb [29], bbγγ [3], W W γγ [28] forneceu um limite superior na seção de choque não-ressonante de.67 pb (7 a previsão do Modelo Padrão). Por último, destacamos o Projeto do Experimento ATLAS denominado Atlas Open Data. Este projeto está sendo utilizado para capacitação de estudantes de graduação em análise de dados reais e de simulação Monte Carlo de Física de Partículas de Altas Energias. O trabalho junto aos bolsistas de iniciação científica, sob coordenação da pós-doutoranda, consiste em desenvolver habilidades necessárias a um físico experimental para interagir numa colaboração internacional, que são de fundamental valor para o intercâmbio de resultados, avanço do conhecimento, além de divulgação científica. Este relatório de atividades está subdivido da seguinte maneira: nas Seções 3 a 5 encontram-se aspectos gerais do detector ATLAS, além de detalhes de reconstrução dos objetos e software de análise de dados reais e de simulação Monte Carlo. Seção 6 trata de aspectos exclusivos da análise W +jatos-b, enquanto que a Seção 7 da análise hh bbττ. A Seção 8 é voltada às atividades com o Atlas Open Data e MasterClass. A 6

7 3 O Detector ATLAS O experimento ATLAS [3] no LHC é um detector de propósito geral com geometria cilíndrica e quase completa cobertura de 4π em ângulo sólido. O ATLAS é basicamente composto por um detector de traços interno envolto por um solenóide supercondutor que fornece um campo magnético axial de 2 T, por calorímetros eletromagnético e hadrônico, além de um espectrômetro de múons. O detector interno que cobre o intervalo de pseudorapidez η < 2.5, é composto por um detector de silício pixel que apresenta uma camada adicional mais interna recentemente instalada desde o final do Run-I e posicionada a uma distância de 3.3 cm da linha do feixe; um detector de silício microstrip que envolve o detector pixel, ambos cobrindo η < 2.5; seguido de um detector de radiação de transição, cobrindo η < 2. Calorímetros por amostragem que utilizam argônio líquido como meio ativo fornecem medidas de energia com alta granularidade. Um calorímetro hadrônico de telhas cintilantes cobre o intervalo de pseudorapidez central ( η <.7). As regiões das tampas e dianteira são instrumentadas com calorímetros de argônio líquido tanto para medidas de energia eletromagnética como hadrônica até η = 4.9. O espectrômetro de múons envolve os calorímetros e é baseado em três grandes toróides magnéticos supercondutores com oito espirais cada. Seu poder de deflexão está no itervalo de Tm, que inclui um sistema de camâras de traços de precisão e detectores rápidos de seleção de eventos (trigger). Um trigger de primeiro nível é implementado no hardware e utiliza um subconjunto de informações do detector para reduzir a taxa de aquisição de dados para 7 khz, seguido por um sistema de seleção de eventos baseado em software de alto nível, denominado HLT (High Level Trigger) que reduz a taxa média de colisão para khz. A Colaboração ATLAS utiliza um sistema de coordenadas de mão direita com sua origem no ponto de interação nominal (IP) no centro do detector e um eixo z ao longo do cano do feixe. O eixo x aponta do IP para o centro do anel do LHC e o eixo y aponta para cima. Coordenadas cilíndricas ao redor do cano do feixe (r, φ) são utilizadas no plano transverso, sendo φ o ângulo azimutal ao redor do cano do feixe. A pseudorapidez é definida em termos do ângulo polar θ como η = ln tan(θ/2). A distância angular é medida em unidades de R ( η) 2 + ( φ) 2. 7

8 4 Metodologia 4. CxAOD framework Todos os códigos das análises W + jatos-b e hh bbτ τ foram implementados utilizandose uma estrutura inovadora para desenvolvimento de software denominada CxAOD framework. Esta estrutura baseia-se no ROOT [32] e no formato de dados denominado xaod [33], desenvolvido para o Run-II do LHC. O formato básico do xaod contém, para cada evento, um número de objetos não calibrados tais como elétrons ou jatos. Além dos objetos não calibrados, o xaod armazena uma grande quantidade de informação relacionada à reconstrução, necessária para a calibração dos mesmos. O formato CxAOD, peça central do framework, é derivado do formato xaod, com a diferença de apresentar objetos calibrados, armazenando portanto, somente a informação relevante para análises físicas. Uma característica importante do formato xaod são as denominadas cópias rasas que armazenam cópias dos objetos, vazias em sua maior parte, pois somente propriedades selecionadas pelo usuário são escritas, enquanto que outras propriedades são referenciadas de volta ao objeto original. Esta característica é bastante útil para variações sistemáticas, como variações na escala de energia do jato (jet energy scale - JES), por exemplo. Neste caso, tais variações são afetadas somente pelo momento transverso do jato, enquanto que todas as suas outras propriedades (η, φ, m) não são alteradas. O CxAOD armazena uma coleção de jatos com calibração nominal além de suas propriedades associadas. A variação JES é armazenada como uma cópia rasa, com o p T dos jatos. No formato tradicional de N-tuplas, utilizadas durante o Run-I, cópias completas de cada objeto e respectivas variações são mantidas, o que resulta num arquivo de maior tamanho. Um exemplo desta otimização pode ser visto numa amostra de eventos t t simulados com 4 variações cinemáticas de vários objetos. Quando se usa N-tuplas, espera-se um fator de 4 em tamanho de disco comparando-se todas estas variações somente com relação à nominal. Por outro lado, no formato CxAOD, o aumento é apenas de um fator de 5, outra vantagem é a significativa diminuição no tempo de processamento para criar e ler o CxAOD, o que garante uma vantagem para o preparo das análises durante o Run-II. 8

9 O CxAODMaker, parte do framework, é o software central que processa os arquivos de entrada xaod, aplica as variações e escreve os arquivos CxAODs. Como mencionado acima, toda informação desnecessária é completamente removida se não fizer parte da seleção definida pelo usuário. O pacote CxAODReader do framework permite a leitura dos CxAODs para posterior análise de forma eficiente. Para cada evento, um laço sobre todas as variações é executado durante o qual histogramas são preenchidos para cada variação. Em seguida, o próximo evento é processado. Esta é a grande vantagem com relação ao software utilizado durante o Run-I, pois permite melhor utilização do formato CxAOD pela redução do tempo de processamento. Outra vantagem do formato CxAOD é a disponibilidade direta das variaçõs sistemáticas para cada objeto em qualquer evento que passou pela seleção nominal, o que permite que histogramas bidimensionais sejam facilmente preenchidos com alguma variação de qualquer distribuição comparada à nominal. Este fato contribui para validação, e mais importante ainda, permite uma avaliação sofisticada da incerteza estatística das variações sistemáticas. O framework ainda provê formatos intermediários, denominados derivações, que apresentam especificidades para cada grupo de análise. Estes formatos são processados centralmente tanto para os dados reais, como para os de Monte Carlo através de ferramentas de software e estruturas controladas de maneira bastante transparente. A análise bbτ τ, por exemplo, possui derivações específicas em função dos estados finais totalmente hadrônico τ had τ had e semileptônico τ l τ had. No caso desta análise, estas derivações foram produzidas para 36. fb de dados reais, amostras de Monte Carlo de sinal ressonante, não ressonante, e de fundo, com todas as recomendações e sistemáticas dos grupos de desempenho dos subsistemas do ATLAS. Na Seção 5 detalharemos cada um dos objetos utilizados nas análises W + jatos-b e hh bbττ. 5 Reconstrução e identificação de objetos Cada um dos objetos de observáveis físicos relevantes para as análises W +jatos-b e hh bbττ respectivamente das Seções 6 e 7, são detalhados nesta seção. Alguns dos objetos são específicos de determinada análise, explicitamente esclarecido quando for o caso. 9

10 5. Elétrons Os elétrons são selecionados e identificados a partir de condições impostas sobre as propriedades dos traços medidos, a forma dos aglomerados de energia depositados no calorímetro, a associação traço-agolomerado, além da qualidade do traço [34]. Candidatos a elétrons são identificados a patir de uma técnica de verossimelhança, que em combinação com requisitos adicionais do traço, fornece uma eficiência de 95% ao elétron. Além disso, os candidatos a elétron devem apresentar p T > 7 GeV (calculado a partir do quadri-vetor de um elétron baseado em sua energia calorímétrica e a direção de seu traço e aglomerado) e estar na região η < 2.47, com veto aplicado à região de transição entre o barril e as tampas do calorímetro em.37 < η <.52. Os elétrons devem ser isolados pela imposição de um ponto de trabalho para isolamento denominado loose. Este critério impõe que não haja traços ou depósitos de energia no calorímetro dentro de um cone de tamanho variável ao redor do elétron (em função do momento transverso), que atinge eficiência de 99% constante ao longo de todo o espectro de p T. Esta condição de isolamento sofre uma inversão para fornecer regiões de controle para a estimativa dos sinais de fundo na análise de bbττ, por exemplo. 5.2 Múons Traços de múons são independentemente reconstruídos no detector interno (ID) e no espectrômetro de múons (MS). Os traços devem ter um número mínimo de hits em cada sistema, e devem ser compatíveis em termos de associação geométrica e de momento. A informação proveniente de ambos os sistemas ID e MS é utilizada em um ajuste combinado para refinar a medida do momento de cada múon [35]. Candidatos a múons devem apresentar p T > 7 GeV e η < 2.7 e devem e passar por critério de identificação. O ponto de trabalho loose é utilizado para aplicar critérios de isolamento nos detectores de traços e nos calorímetros para rejeitar múons que não são diretos com eficiência de 99%, independente do p T. Similarmente aos candidatos a elétrons, o corte de isolamento é invertido para se criar regiões de controle de sinal de fundo na análise bbττ.

11 5.3 Taus hadrônicos Os taus são os léptons mais massivos, com massa de GeV, que decaem quase que imediatamente com um tempo de vida própria de 29.3 fs e comprimento de decaimento próprio cτ = 87.3 µm [36]. No ATLAS, a maior parte dos decaimentos de taus acontece no interior do cano do feixe antes de atingir quaisquer componentes do detector, assim sendo, os taus são apenas recontruídos a partir dos seus produtos de decaimento. É o único lépton capaz de decair em hádrons e em léptons mais leves. Os léptons tau decaem com um fator de ramificação de 35% no modo leptônico (τ ν τ + l ν l ). Uma interação dos neutrinos com o material do detector é altamente improvável e portanto, apenas as partículas carregadas e provavelmente o momento transverso faltante poderão ser detectados. Por esta razão, distinguir elétrons e múons do decaimento leptônico dos taus é bastante difícil. O fator de ramificação para o decaimento hadrônico dos taus (τ ν τ + hádrons) é de 65% e neste caso, o tau decai num neutrino do tau e pelo menos um méson carregado, como um píon, π ±, ou káon, K ± e possivelmente mésons neutros. Os taus no modo hadrônico que decaem em um partícula carregada são denominados -prong, apresentam probabilidade de 85.3%. Já os 3-prong decaem em 3 partículas carregadas 4.6% das vezes. Um experimento como o ATLAS, localizado num colisor hadrônico como o LHC, apresenta predominância de jatos de quarks e glúons (jatos de QCD). Portanto, a distinção entre estes jatos de QCD e os taus hadrônicos é de vital importância, pois ambos formam jatos no calorímetro. A diferença mais importante é que os produtos de decaimento do τ had apresentam forma mais colimada. Os jatos de QCD apresentam, em princípio, forma menos colimada com mais partículas, entre outras características, utilizadas para diferenciar os decaimentos de taus dos jatos de QCD. Jatos formados a partir do algoritmo anti-k t com parâmetro de raio R =.4, além de algomerados de células do calorímetro que recebem uma calibração hadrônica local, são utilizados como sementes para o algoritmo de reconstrução do decaimento do τ visível, (τ had-vis ) [37 39] desde que satisfaçam p T > GeV e η < 2.5, com veto à região de transição do calorímetro (.37 < η <.52). A reconstrução de candidatos τ had-vis fornece muito pouca rejeição com relação ao próprio sinal de fundo dos jatos. Entretanto, boa discriminação é atingida através de um procedimento de

12 identificação, pelo uso de um discriminante multi-variável BDT (Boosted Decision Tree) [4]. O BDT faz uso de variáveis baseadas na informação sobre os traços e sobre os depósitos de energia no calorímetro ao redor do candidato τ had-vis. BDTs separados são treinados para os cadidatos τ had-vis de um traço e de três traços. O resultado do BDT passa por uma transformação 3D de tal maneira que os taus verdadeiros são distribuídos em função do resultado do discriminante, independentemente de seu p T e das condições de empilhamento no evento. Como parte do procedimento de identificação, os candidatos com um traço que se sobrepõem (em R <.4) com um candidato a elétron (com p T > 5 GeV) e que apresentam uma alta verossimelhança de identificação com o elétron são rejeitados. Os candidatos τ had-vis devem apresentar p T > 2 GeV, η < 2.5, ter um ou três traços, carga unitária, e satisfazer um ponto de trabalho de eficiência de identificação denominado medium [39] Taus falseados Uma seleção anti-τ é definida para se estudar regiões ricas de taus falsos. Anti-τ s são candidatos a taus que passam pelo resultado de identificação do BDT (acima do limiar de.35), mas que não passam pelo critério medium. Este critério é uma função dependente de p T com início próximo a.6 na identficação do BDT. Esta definição seleciona objetos predominantemente jatos, que falseiam decaimentos de τ s hadrônicos. O requisito de mínimo resultado do discriminante BDT garante que os jatos ainda apresentem algumas propriedade de τs e garante que a composição de jatos de quarks e glúons esteja próxima da região do sinal na análise bbττ. 5.4 Jatos Os jatos são reconstruídos a partir do algoritmo anti-k t [4] com parâmetro R =.4 aplicado a aglomerados topológicos de depósitos de energia nas células do calorímetro. As energias dos jatos são determinadas a partir de aglomerados de energia reconstruídos na escala esletromagnética com fatores de correção derivados de dados simulados e de dados reais para levar em conta a resposta do calorímetro a hádrons [42]. Os jatos provenientes de empilhamento são suprimidos com o uso de informação de traços como detalhado na Ref. [43]. Os jatos apresentam p T > 2 2

13 GeV, η < 2.4, e são livres de efeitos do detector, de contaminação do feixe e de raios cósmicos Etiquetamento b (b-tagging) O discriminante multivariado MV2 treinado contra uma amostra de sinal de fundo contendo % de jatos iniciados por quarks charm é utilizado para identificar jatos que se originam de quarks b [44, 45]. Este algoritmo combina variáveis provenientes dos algoritmos de b-tagging (IP2D, IP3D, SV e JetFitter) num discriminante multivariado. Um ponto de trabalho que corresponde à eficiência média de etiquetamento de 7% (77%) para os jatos b em eventos t t é usada na análise bbττ, pois fornece um fator de rejeição de 4 (5) contra jatos leves (quarks charm). Fatores de correção são aplicados às amostras de eventos simulados para compensar diferenças entre os dados reais e a simulação na eficiência de etiquetamento para os jatos b, c, e leves. A correção para os jatos b é derivada de eventos t t com estados finais contendo dois léptons, e as correções são consistentes com a unidade com incertezas no nível de poucos percentuais ao longo da maior parte do intervalo de p T do jato. A energia para os jatos b-tagged é também corrigida para a energia dos múons provenientes do decaimento semileptônico dos hádrons B. O quarimomento do múon mais próximo em R dentro de um jato é adicionado à energia do jato baseada no calorímetro após a remoção da energia depositada pelo múon no calorímetro. Além disso, o quadrivetor do jato é multiplicado por uma correção dependente de p T para levar em conta tendenciosidades na resposta. A correção leva em conta o efeito do momento dos neutrinos produzidos nos decaimentos semileptônicos de hádrons B usando-se as técnicas definidas na Ref [46] e melhora a resolução da distribuição de massa do sistema de jatos b, de vital importância para a análise bbττ. Para os sinais de fundo não dominantes que são estimados a partir de simulações mas que tipicamente não são produzidos em associação aos jatos b, ou que apresentam uma baixa multiplicidade de jatos b, uma técnica denominada truth-tagging é utilizada para manter o potencial estatísitco das amostras. Para um dado jato, um peso aleatório denominado MV2, superior ao ponto de 7% é gerado. Isto é feito ao 3

14 se criar uma eficiência aleatória obtida a partir da amostragem de uma distribuição cumulativa construída a partir da eficiência de etiquetamento acima do ponto de trabalho e designando um valor MV2 correspondente à eficiência aleatória gerada pelo jato em questão. As eficiências usadas para construir a distribuição cumulativa são parametrizadas em função do sabor, do momento transverso e da pseudorapidez para um dado jato, assim como o tipo do processo. Após a geração de um valor MV2 aleatório, cada evento é ponderado pela eficiência de cada jato que de fato passa pela seleção de jato b utilizada na análise bbττ. Este fato está em contraste com o etiqutamento direto, onde o algoritmo b-tagging é aplicado aos eventos simulados e os eventos que não passam pela seleção baseada no b-tagging são descartados. A técnica é aplicada a todas as amostras, exceto ao sinal, e aos processos t t, single top-quark e Z ττ + bb que são parte da análise bbττ. 5.5 Energia transversa faltante O momento transverso faltante ET miss utilizado no CxAOD framework para a análise bbτ τ utiliza uma definição baseada em objetos físicos calibrados e reconstruídos [47]. No caso de eventos que contêm anti-τ s utilizados para estimar o sinal de fundo de τ s falseados, o ET miss é calculado considerando-se os anti-τ s como objetos τ s para garantir que eles sejam calibrados na escala de energia dos τs e não na escala de energia dos jatos. 5.6 Sobreposição geométrica de objetos Na análise bbττ, os objetos que se sobrepõem geometricamente R = ( φ) 2 + ( η) 2 no volume do detector são removidos a partir do seguinte procedimento: e-jato com R =.2. Prioridade dada ao elétron. jato-e com R =.4. Prioridade dada ao jato. µ-jato com R =.4 e menos que três traços com p T > 5 MeV. Prioridade dada ao múon. 4

15 jato-µ com R =.4 e três ou mais traços com p T > 5 MeV. Prioridade dada ao jato. e-µ com R =.2, compartilhando um traço do detector interno. Prioridade dada ao múon. µ-τ com R =.2. Prioridade dada ao múon. e-τ com R =.2. Prioridade dada ao elétron. τ-jato com R =.2. A informação sobre o peso de b-tagging do jato e a identificação do ponto de trabalho do τ são levados em consideração. Dando prioridade ao objeto melhor reconstruído seguindo: τ BDT medium ; jato b-tagged; AntiID-τ; jato leve. 6 Medidas de precisão de bósons W em associação com jatos de quarks b (W +jatos-b) A medida da seção de choque de produção de bósons W em associação com jatos de quarks b usando os dados de colisões p + p a s = 3 TeV, representam importante teste para os cálculos NLO de QCD perturbativa, considerando que tais processos se tornaram disponíveis em simulações Monte Carlo [48 5]. Dentre os processos que contribuem para a produção NLO de W +jatos-b, podemos destacar o esquema de número de 4 sabores denominado 4FNS (four-flavour number scheme), onde somente os quarks u, d, c, s são considerados no estado inicial, com as as seguintes reações: q q W b b(g) e gq W b bq. Entretanto, se considerarmos a presença de quarks b no estado inicial, passamos ao esquema 5FNS, onde os processos de um único quark b do tipo bq W bq(g) e bg W bq q passam a desempenhar papel relevante nas energias do LHC [5, 52]. 5

16 Os processos que incluem W +jatos-b são importante contaminação de fundo para produção de bóson de Higgs [53] além de serem um fundo irredutível em muitas procuras por nova Física BSM [54]. Medidas de W +jatos-b em colisões p + p a s = 7 TeV foram realizadas pelo detector ATLAS com as seções de choque apresentadas nos modos de decaimento do bóson W tanto no canal de elétrons como no canal de múons em função da multiplicidade de jatos e do momento transverso do jato-b dominante [55]. O atual regime de energia oferece uma motivação extra quanto ao impacto no entendimento das funções de distruibuição partônica PDFs, quando os dados experimentais são comparados aos cálculos que as descrevem. 6. Seleção de eventos A análise utiliza o conjunto completo de dados coletados pelo detector ATLAS de em 25 e 26 em colisões p + p a s = 3 TeV, no modo de espaçamento de 25 ns entre pacotes de prótons que colidiram e que corresponderam a uma luminosidade integrada de 35.6 fb. 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 dedicados que requerem ao menos um elétron ou múon com momento transverso p T = 24 GeV ou 2 GeV, respectivamente, e que obedecem a critérios de isolamento e limiar de sensibilização. Para recobrar perda de eficiência em região de elevado momento transverso, triggers que não obedecem a quaisquer condições de isolamento são adicionados com limiares de 6 GeV e 5 GeV, respectivamente. Candidatos a elétrons devem apresentar p T > 25 GeV e passar por critérios de identificação [56, 57] otimizados para as condições de tomada de dados do ano de 25 em η < 2.47 excluindo a região.3 < η <.52, de transição entre o barril e as tampas do calorímetro de argônio líquido. Os múons devem ser reconstruídos em η < 2.4 com p T > 25 GeV e devem passar critérios de identificação correspondentes [35] também otimizados para as condições de tomada de dados do ano de 25. Ao menos um dos candidatos a lépton deve ser associado ao lépton que disparou o trigger do evento. 6

17 Todos os jatos devem satisfazer o espaço de fase de η < 4.5 com p T > 2 GeV. A energia transversa faltante, que funciona como representante do momento transverso do neutrino, é tomada com corte de ET miss > 25 GeV e a massa transversa 2 do bóson W com corte m T > 6 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 (conforme descrição exemplificada para a análise bbττ na Seção 5.6) é aplicado à seleção de eventos com jatos e léptons que são encontrados dentro de um cone R = ( η) 2 + ( φ) 2 <.4 de cada um deles, com a remoção de um ou de outro objeto. Os jatos são classificados a partir de uma técnica multivariada para que jatos-b (hádrons-b) possam ser identificados e distintos de jatos-c (hádrons-c) e jatos leves (todos os outros jatos) [58, 59]. Como elementos do algoritmo, podemos citar a presença ou ausência de vértices secundários, dos parâmetros de impacto e de traços associados com as topologias de decaimentos de quarks pesados. A eficiência de b-tagging assume o valor de 7%, como ponto de operação até o momento. 6.2 Dados reais e amostras de Monte Carlo 6.2. Dados reais Os dados reais usados na análise correpondendo a 36.5 fb foram tomados durante os períodos de 25 e 26 com energia de colisão do referencial do centro de massa de s= 3 TeV. O modo de operação do LHC para estes dados adotou como 25 ns o espaçamento entre os feixes de prótons. Em 25, o pico de luminosidade instantânea atingiu L = 5x 33 cm 2 s e o número de interações médias por cruzamento de feixe correspondeu a µ = 3. Em 26, o pico de luminosidade instantânea atingiu L =.37x 34 cm 2 s e o número de interações médias por cruzamento de feixe chegou a µ = 25. Os eventos selecionados devem apresentar todos os componentes relevantes do detector ATLAS em boas condições de operação, obedecendo aos requisitos básicos de qualidade de dados. A incerteza total na luminosidade integrada para o período 2 m T = 2p l T pν T [ cos (φ l φ ν )] onde φ l é o ângulo azimutal do lépton e φ ν, o ângulo azimutal do neutrino. 7

18 é de ±3.4%, derivada a partir de runs VdM dedicados, como descrito na Ref. [6]. A contribuição da luminosidade integrada total por ano está resumida na Tabela. Ano L [fb ] ± 2.% ± 4.5% Total 36.5 ± 3.4% Tabela : Luminosidade integrada dividida por ano. A incerteza sistemática associada é relativa ao valor da luminosidade. A luminosidade integrada total aparece na parte inferior da tabela com a incerteza sistemática avaliada a partir da soma em quadratura das incertezas de 25 e de Amostras de Monte Carlo As amostras de Monte Carlo são normalizadas considerando os cálculos teóricos de mais elevada ordem disponíveis. Todas as amostras são processadas com Geant4 [6] para a simulação do detector ATLAS. As amostras de V +jatos, denominadas sinal V + b( b) além de V +jatos leves e V +jatos-c são gerados com Sherpa 2.2. [62], responsável por gerar os elementos de matriz além do chuveiro de pártons com as prescrições ME+PS@NLO [63]. Os elementos de matriz são calculados para até dois pártons adicionais em NLO e até quatro em LO; todos os jatos adicionais são produzidos pelo chuveiro de pártons. O gerador Sherpa 2.2. usa o esquema 5FNS com quarks b e c sem massa no elemento de matriz, mas com quarks massivos no chuveiro de pártons. O conjunto de PDF utilizado é NNPDF 3. NLO com α s =.8. Amostras alternativas de simulação V +jatos foram produzidas usando o gerador Alpgen [64]. O gerador Alpgen v2.4 de elemento de matriz em LO sofreu interface com o Pythia v6.426 para modelar o chuveiro de pártons que utilizou a sintonia Perugia2C [65], além do conjunto de PDF CTEQ6L [66]. Os elementos de matriz são calculados para até cinco pártons adicionais, seguindo a prescrição MLM [67]. 8

19 Amostras diferentes de V com multiplicidades de N-pártons, com N variando de a 5, foram geradas em separado e como nenhuma distinção é feita sobre o sabor do párton utilizado no cálculo, as amostras foram tomadas de maneira inclusiva. As previsões seguem o esquema 4FNS para a produção dos jatos de sabor pesado. Cada amostra V + sabor pesado é produzida em separado (Z + bb, Z + cc, W + c, W + cc, W + bb), com até cinco pártons, obedecendo a um procedimento de remoção de sabor pesado (overlap removal) para a combinação das amostras inclusivas e de V + sabor pesado. Todas as amostras V +jatos são normalizadas em relação à seção de choque inclusiva de W/Z em NNLO conforme a prescrição da Ref. [68]. A seção de choque da medida também é comparada com as previsões do gerador MadGraph MG5_aMC@NLO v2.2.2 [69], sofrendo interface com Pythia v8.86 para modelar o chuveiro de pártons, além dos eventos subjacentes com a sintonia A4. O elemento de matriz em ordem LO gera até quatro pártons com todos os jatos adicionais produzidos pelo chuveiro de pártons usando o procedimento CKKW- L [7]. O conjunto de PDF em LO NNPDF v2.3 é usado com α s =.3 [7]. MadGraph5_aMC@NLO fornece o esquema de cálculo 5FNS com quaks b e c sem massa e quarks massivos no chuveiro partônico do Pythia 8. As distribuições de produção de quark top (tanto t t como top solitário) foram gerados com POWHEG-Box v2 [72] e Pythia v.6.4 [73] (sintonia Perugia 22), com a produção de pares normalizada pela seção de choque calculada em NNLO+NNLL com o programa Top++2. [74]. Para a amostra de t t, o parâmetro hdamp que controla o elemento de matriz para a associação com o chuveiro de pártons no POWHEG, e que regula a radiação de alto p T, foi ajustado para a massa do top de 72.5 GeV, uma condição que forneceu a melhor interpretação para o sistema t t a 7 TeV [75]. Processos com pares de bósons (dibósons) com um dos bósons decaindo hadronicamente e o outro decaindo leptonicamente foram simulados usando o gerador Sherpa v2.. com o conjunto de PDF CT. O elemento de matriz gera processos ZZ, W W e W Z com zero ou até um párton em NLO e até três pártons adicionais em LO. O elemento de matriz é combinado com o chuveiro de pártons do Sherpa seguindo as prescrições ME+PS@NLO. Colisões próton-próton múltiplas foram simuladas com processos de QCD soft usando Pythia com sintonia A2 [76] e o conjunto de PDF MSTW28LO. As distri- 9

20 buições de empilhamento das amostras de Monte Carlo foram ponderadas de forma que a distribuição de µ esteja de acordo com a dsitribuição observada nos dados reais. 6.3 Estudos para rejeição de contaminação por quarks top A pós-doutoranda tem se dedicado ao desenvolvimento de software da análise W + jatos-b desde janeiro de 26, e no período que compreende este relatório, dedicou-se ao estudo de rejeição de contaminação de quarks top. Comparando-se a produção de quarks top entre os dados coletados a s = 8 e s = 3 TeV encontra-se um fator de aumento de aproximadamente 4. Este ganho elevado desafia a medida da produção de bósons W, o que faz do quark top a maior contaminação de fundo da análise. A estratégia tem início com estudos de rejeição do top dileptônico a partir de veto otimizado para o segundo lépton. Já a produção semileptônica do top é rejeitada com um veto adicional de jato. A contaminação remanescente ainda apresenta diferenças em termos cinemáticos provenientes quase que em totalidade de neutrinos da produção dileptônica de quarks top. A implementação de cada um destes critérios de rejeição é exposta a seguir e os respectivos resultados apresentados em curvas ROC (Receiver Operating Characteristic) Estratégia de rejeição ao decaimento dileptônico de t t Eventos dileptônicos de t t são rejeitados a partir do veto a eventos com léptons adicionais. Os critérios de seleção de isolamento, identificação da partícula e p T para o veto ao segundo lépton são otimizados e comparados com a simulação do truth de Monte Carlo. A eficiência de sinal e a rejeição à contaminação para o veto de segundo múon em função do p T do truth do múon aparece na Figura. Pode ser vista também a eficiência do sinal em função da rejeição da contaminação de t t. Duas seleções diferentes de jatos são consideradas: exatamente 2 jatos b-tagged e 2 jatos b-tagged com menos do que 5 jatos com p T > 2 GeV. A rejeição ao top aumenta quando se adiciona um veto a jatos nos jatos não-b-tagged, considerando o estado final dileptônico de t t. Para múons reconstruídos, o sinal e a rejeição à contaminação em função do 2

21 Bkg Rejection.6 W+LF ATLAS Internal Single Top.4.2 s = 3 TeV Simulation tt Data 25 W+c..8 Fraction Above Thr ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Signal Efficiency Sample/W+b Truth Muon p [GeV] T Bkg Rejection.6 W+LF ATLAS Internal Single Top.4.2 s = 3 TeV Simulation tt Data 25 W+c Signal Efficiency Fraction Above Thr. Sample/W+b ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Truth Muon p [GeV] T 2 Figura : Curvas ROC (à esquerda) e fração de eventos rejeitados (à direita) de um veto a segundo múon do truth em função do p T do múon do truth são mostrados para a condição de exatamente 2 jatos b-tagged (painéis superiores) e para a condição de 2 jatos b-tagged com menos do que 5 jatos totais (painéis inferiores).

22 p T de um segundo múon com qualidade loose [35] aparecem na Figura 2. Os múons considerados não apresentam critérios de isolamento em um caso, e no outro, apresentam critério de isolamento de traço, o que reduz a rejeição. A rejeição também é levemente menor do que a observada na simulação com o truth na Figura, devido a ineficiências de reconstrução para múons. A rejeição ao segundo múon aparece na Figura 3 após inclusão do veto total a jatos. A rejeição ao top aumenta para 9% para o t t com p T de múon > 7 GeV. A eficiência do sinal para W+b é superior a 99%. A eficiência de sinal e a rejeição à contaminação para o veto de segundo elétron em função do p T do truth do elétron aparece na Figura 4. A eficiência de sinal também aparece em função da rejeição à contaminação de t t. Como no caso de múons, duas seleções diferentes de jatos são consideradas: exatamente 2 jatos b-tagged e 2 jatos b-tagged com menos do que 5 jatos com p T > 2 GeV. A rejeição ao top aumenta quando se adiciona um veto a jatos nos jatos não-b-tagged, considerando o estado final de t t dileptônico. Considerando elétrons reconstruídos, o sinal e a rejeição à contaminação em função do p T de um segundo elétron com qualidade mediumlh [34] aparecem na Figura 5. Os elétrons considerados não apresentam critérios de isolamento em um caso, e no outro, apresentam critério de isolamento de traço, o que reduz a rejeição, similarmente ao que foi exposto com os múons. A rejeição também é levemente menor do que a observada na simulação com o truth na Figura 4, devido a ineficiências de reconstrução para elétrons. A rejeição ao segundo elétron aparece na Figura 6 após inclusão da veto total a jatos. A rejeição ao top aumenta para 22% para o t t com p T de elétron > 7 GeV [55]. A eficiência de sinal W+b é de aproximadamente 99%. 22

23 Bkg Rejection.6 W+LF ATLAS Internal Single Top.4.2 s = 3 TeV Simulation tt Data 25 W+c Signal Efficiency Fraction Above Thr. Sample/W+b ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Base Muon p [GeV] T Bkg Rejection.6 W+LF ATLAS Internal Single Top.4.2 s = 3 TeV Simulation tt Data 25 W+c..8 Fraction Above Thr ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Signal Efficiency Sample/W+b Muontron p [GeV] T 23 Figura 2: Curvas ROC (à esquerda) e fração de eventos rejeitados (à direita) aparecem para a condição de exatamente 2 jatos b-tagged. Os estudos mostram múons com qualidade loose, que não apresentam critério de isolamento (painéis superiores) e com isolamento de traço loose (painéis inferiores) aplicado.

24 Bkg Rejection ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+c Fraction Above Thr ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Signal Efficiency Sample/W+b Muon p [GeV] T Figura 3: Curvas ROC (à esquerda) e fração de eventos rejeitados (à direita) aparecem para a condição de exatamente 2 jatos b-tagged com veto adicional a jatos. Múons de qualidade loose aparecem com critério de isolamento de traço loose aplicado. 24

25 Bkg Rejection.6 W+LF ATLAS Internal Single Top.4.2 s = 3 TeV Simulation tt Data 25 W+c..8 Fraction Above Thr ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Signal Efficiency Sample/W+b Truth Electron p [GeV] T Fraction Above Thr ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Fraction Above Thr ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Sample/W+b Truth Electron p [GeV] T Sample/W+b Truth Electron p [GeV] T Truth Electron p [GeV] T 25 Figura 4: Curvas ROC (à esquerda) e fração de eventos rejeitados (à direita) de um veto a segundo elétron do truth em função do p T do elétron do truth são mostrados para a condição de exatamente 2 jatos b-tagged (painéis superiores) e para a condição de 2 jatos b-tagged com menos do que 5 jatos totais (painéis inferiores).

26 Bkg Rejection.6 W+LF ATLAS Internal Single Top.4.2 s = 3 TeV Simulation tt Data 25 W+c Signal Efficiency Fraction Above Thr. Sample/W+b ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Electron p [GeV] T Bkg Rejection.6 W+LF ATLAS Internal Single Top.4.2 s = 3 TeV Simulation tt Data 25 W+c Signal Efficiency Fraction Above Thr. Sample/W+b ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Base Electron p [GeV] T 26 Figura 5: Curvas ROC (à esquerda) e fração de eventos rejeitados (à direita) aparecem para a condição de exatamente 2 jatos b-tagged. Os estudos mostram elétrons com qualidade mediumlh, que não apresentam critério de isolamento (painéis superiores) e com isolamento de traço loose (painéis inferiores) aplicado.

27 Bkg Rejection ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+c Fraction Above Thr ATLAS Internal s = 3 TeV Simulation W+LF Single Top tt Data 25 W+b W+c Signal Efficiency Sample/W+b Electron p [GeV] T Figura 6: Curvas ROC (à esquerda) e fração de eventos rejeitados (à direita) aparecem para a condição de exatamente 2 jatos b-tagged com veto adicional a jatos. Elétrons de qualidade mediumlh aparecem com critério de isolamento de traço loose aplicado. 27

28 6.3.2 Estratégia de rejeição a quarks top solitários e ao decaimento semileptônico de t t Critérios adicionais de rejeição são aplicados para redução da contaminação de quarks top devido ao seu elevado valor de seção de choque, além de diferenças com relação à cinemática. O primeiro critério a ser discutido é o veto adicional a jatos com vistas ao decaimento semileptônico do t t. A otimização para o veto a jatos é avaliada a partir de uma estimativa da significância assim definida: Significância = N bkg + N W+b N sys bkg i= σ2 i,bkg onde (N W+b ) é a produção de W +b, (N bkg ) é a produção da contaminação, e σ i,bkg, a incerteza em cada componente da contaminação. Assume-se a incerteza na contaminação de t t como sendo % da contaminação total, que é o valor adotado na publicação de 7 TeV [55]. A incerteza também variou de, 5, e 2% para estudos de otimização. Os critérios de seleção de p T em jatos com η < 2.5 são otimizados nas categorias b-tagged e 2b-tagged. A Tabela 2 mostra a significância de sinal com veto adicional de jato de 2 GeV e 25 GeV nas categorias b-tagged e 2b-tagged, além da variação na incerteza da contaminação de top de 2%. O limiar de 2 GeV apresenta uma melhor significância de sinal quando comparado ao limiar de 25 GeV para todas as considerações sobre a incerteza da contaminação do top. Os critérios de seleção de p T em jatos com η > 2.5 são otimizados nas categorias b-tagged e 2b-tagged. Eventos com um jato apresentando η > 2.5 e p T maior do que o limiar são rejeitados. A significância resultante para o sinal W + b aparece na Figura 7. As incertezas no top variam de 2% com incertezas maiores resultando num menor limiar ótimo de p T. () Para uma incerteza de % para o quark top, a significância é melhor na categoria de jatos b-tagged de 2 GeV a aproximadamente 7 GeV, que provém da reduzida perda de eficiência do sinal por conta do baixo valor de p T para jatos de empilhamento na região dianteira. Algo similar acontece na categoria de jatos 2 b-tagged, mas o impacto não é tão significativo por conta da elevada produção de contaminação de quarks top. O limiar de p T de 3 GeV foi 28

29 Incerteza do top jato b-tagged jatos 2b-tagged >2 GeV >25 GeV >2 GeV >25 GeV 2% % % % Tabela 2: Significância do sinal com veto adicional de jato de 2 GeV e 25 GeV com η < 2.5 nas categorias de jatos b-tagged e 2 b-tagged. A incerteza na contaminação do top variou de 2%. escolhido como próximo do valor ótimo para uma significância do sinal com uma incerteza de % na contaminação por produção de quark top. Os componentes remanescentes da contaminação de fundo são rejeitados utilizandose um discriminante multivariado. A massa transversa m T, a energia transversa faltante ET miss e o p T do lépton são utilizados como entrada para um discriminante de fisher que usa W + b como sinal e t t como contaminação de fundo. A técnica multivariada não apresentou impacto significativo na categoria de jatos b-tagged; entretanto, para efeito de validação, as variáveis aparecem na Figura 8. A curva ROC (Receiver Operating Characteristic) utilizada como procedimento de classificação para vários treinamentos na categoria de jatos b-tagged aparece na Figura 9, com o resultado do discriminante de fisher. Para uma eficiência de sinal de 9%, por volta de 75% da contaminação de fundo é rejeitada. Nenhum corte MVA multivariado é aplicado à região b-tagged. A massa transversa m T, o p T do lépton e a energia transversa faltante ET miss são utilizados como valores de entrada para o discriminante de fisher utilizando o sinal de W + b e a contaminação de t t. As variáveis na categoria de jatos 2b-tagged aparecem na Figura sendo que a massa invariante do sistema bb, m bb, não é utilizada na análise. Ela está presente para mostrar o potencial de separação, entretanto, não é usada para reduzir o tendenciamento durante o procedimento de unfolding (processo de extração da informação de truth dos canais da medida, dados os resultados obser- 29

30 data_mu_btagsel_leadforwjetpt data_mu_2btagsel_leadforwjetpt Significance 9 8 Significance % top unc % top unc 5% top unc % top unc 3 2 2% top unc % top unc 5% top unc % top unc Lead Forward Jet p Thr. [GeV] T Lead Forward Jet p Thr. [GeV] T Figura 7: Significância do sinal com veto adicional de jato com η < 2.5 nas categorias de jatos b-tagged (à esquerda) e 2 b-tagged (à direita). A incerteza na contaminação do top variou de 2%. vados). A correlação entre as variáveis para o sinal e para a contaminação aparece na Figura. A curva ROC para vários treinamentos de jatos na categoria 2b-tagged aparece na Figura 2. Para uma eficiência de sinal de 9%, por volta de 55% da contaminação de fundo de t t é rejeitada. Desta forma, este se torna o ponto de operação escolhido para a análise. Com a adição de m bb a rejeição à contaminação aumenta de 8 % para a mesma eficiência de sinal, entretanto, conforme já exposto, m bb não é utilizada. Seis mil eventos de sinal e contaminação de fundo são utilizados para o treinamento. Este número de eventos é considerado perto do valor ótimo quando se compara as curvas ROC de treinamentos com 3, 6 e 2 eventos conforme 3

31 (/N) dn /.2e+4 units Input variable: mt 6 Signal 35 Background U/O-flow (S,B): (.,.)% / (.,.)% units (/N) dn / Input variable: lep_pt mt [units] lep_pt [units] U/O-flow (S,B): (.,.)% / (.,.)% 8.92 units (/N) dn / Input variable: met_pt met_pt [units] U/O-flow (S,B): (.,.)% / (.,.)% Figura 8: W + b como sinal e t t como contaminação de fundo aparecem para as variáveis m T (à esquerda), p T do lépton (no centro), ET miss jatos da categoria b-tagged. (à direita) na seleção de mostra a Figura 3. A melhora a partir de um corte no MVA do top é testada em função do p T do W ao se computar a significância usando t t como contaminação com incerteza de %. Os resultados aparecem na Figura 4 para as categorias de jatos b-tagged e jatos 2b-tagged. A perda de eficiência leva a uma pequena degradação na região b-tagged assim como para valores de momento transverso do W, com p T > 2 GeV na região da categoria 2b-tagged. O MVA do top é aplicado somente à categoria 2b-tagged com momento transverso do W para valores p T < 2 GeV. O corte resultante é: MVATop >.2. 3

32 Background rejection Background rejection versus Signal efficiency.9.8 MVA Method: MLPBNN.7 Fisher BoostedFisher.6 KNN.5 FisherG BDT.4 CutsPCA Likelihood.3 LikelihoodPCA Signal efficiency dx (/N) dn / TMVA overtraining check for classifier: FisherG Signal (test sample) Background (test sample) Signal (training sample) Background (training sample) Kolmogorov-Smirnov test: signal (background) probability =.354 (.82) FisherG response U/O-flow (S,B): (.,.)% / (.,.)% Figura 9: Curva ROC (à esquerda) e discriminante de fisher (à direita) para as 3 variáveis de rejeição do top na região b-tagged. Os resultados da aplicação do corte MVATop podem ser vistos na Figura 5 para as regiões b-tagged e 2b-tagged para o canal de elétrons e de múons. O impacto da aplicação do corte MVATop pode ser visto nas distribuições das variáveis m T, p T do W, p T do lépton e p T do jato-b na região 2b-tagged que aparecem nas Figuras 6 e 7, antes e depois, respectivamente. 32

33 (/N) dn / 22.2 units Input variable: Mbb.4 Signal.2 Background U/O-flow (S,B): (.,.)% / (.,.)% (/N) dn /.5e+4 units Input variable: MT Mbb [units] MT [units] U/O-flow (S,B): (.,.)% / (.,.)% Input variable: lep_pt Input variable: met_pt (/N) dn / 7.24 units lep_pt [units] U/O-flow (S,B): (.,.)% / (.,.)% (/N) dn / 8.7 units met_pt [units] U/O-flow (S,B): (.,.)% / (.,.)% Figura : W + b como sinal e t t como contaminação de fundo aparecem para as variáveis m bb (painel superior à esquerda), m T (painel superior à direita), p T do lépton (painel inferior à esquerda), e ET miss jatos 2b-tagged. (painel inferior à direita) na categoria de 33

34 Correlation Matrix (signal) Linear correlation coefficients in % Correlation Matrix (background) Linear correlation coefficients in % met_pt met_pt lep_pt lep_pt MT MT Mbb Mbb 5 8 Mbb MT lep_pt met_pt Mbb MT lep_pt met_pt Figura : Correlação entre as variáveis m bb, m T, p T do lépton e ET miss W + b (à esquerda) e para a contaminação de t t (à direita). para o sinal 34

35 Background rejection versus Signal efficiency Background rejection MVA Method: Fisher LD MLPBNN Likelihood RuleFit Cuts KNN CutsPCA LikelihoodPCA BDT Signal efficiency Figura 2: Curva ROC para o MVA das três variáveis de rejeição de top na região da categoria de jatos 2b-tagged. 35

36 Background Rejection B2J - 2k MVA_FisherG_trainingRejBvsS Entries Mean.924 Std Dev B2J - 3k B2J - 6k Signal Efficiency Figura 3: Curva ROC para as 3 variáveis usadas na rejeição do top na região da categoria de jatos 2b-tagged para diferentes tamanhos de amostras de treinamento do MVA de sinal e contaminação. Significance 5 4 Significance Cut 3 Cut 2 No Cut 2 No Cut Figura 4: Significância assumindo W + b como sinal e t t como contaminação com incerteza de % para este último em função do p T do W. As seleções aparecem para as categorias de jatos b-tagged (à esquerda) e 2b-tagged (à direita). 36

37 Entries /..4 W eν ATLAS Internal.2-3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Entries /. 6 W eν ATLAS Internal 5-3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Data / Pred..2 Sherpa Madgraph Alpgen Top MVA Data / Pred..2 Sherpa Madgraph Alpgen Top MVA Entries / W µν ATLAS Internal - 3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Entries / W µν ATLAS Internal - 3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Data / Pred..2 Sherpa Madgraph Alpgen Top MVA Data / Pred..2 Sherpa Madgraph Alpgen Top MVA Figura 5: Corte MVA do top (MVATop) para a categoria b-tagged (à esquerda) e 2b-tagged (à direita) para o canal de elétrons (parte superior) e de múons (parte inferior). 37

38 Entries / W µν ATLAS Internal - 3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Entries / W µν ATLAS Internal - 3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Data / Pred..2 Sherpa Madgraph Alpgen e p [GeV] T 3 Data / Pred..2 Sherpa Madgraph Alpgen e p [GeV] T 3 Entries / 5 W µν ATLAS Internal - 3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Entries / 5 9 W µν 8 ATLAS Internal - 3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Data / Pred. 2.2 Sherpa Madgraph Alpgen m T [GeV] 3 Data / Pred. 2.2 Sherpa Madgraph Alpgen m T [GeV] 3 Figura 6: p T do lépton (painel superior) e m T (painel inferior) na região 2b-tagged antes (à esquerda) e depois (à direita) do corte MVATop. 38

39 Entries / W µν ATLAS Internal - 3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Entries / W µν ATLAS Internal - 3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Data / Pred..2 Sherpa Madgraph Alpgen p W [GeV] T 3 Data / Pred..2 Sherpa Madgraph Alpgen p W [GeV] T 3 Entries / W µν ATLAS Internal - 3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Entries / W µν ATLAS Internal - 3 TeV, 36 fb Data MJ Wb WL Wc Wtau diboson Z Top Data / Pred..2 Sherpa Madgraph Alpgen p (lead b-tagged jet) [GeV] T 3 Data / Pred..2 Sherpa Madgraph Alpgen p (lead b-tagged jet) [GeV] T Figura 7: p T do W (painel superior) e p T do jato b-tagged líder (painel inferior) na região 2b-tagged antes (à esquerda) e depois (à direita) do corte MVATop. 3 39

40 6.4 Cronograma para apresentação de resultados A análise possui projeção de publicação para meados de 29, caso os dados completos de 27 e que totalizam uma estimativa de 45 fb sejam utilizados. Quanto aos dados de 28, espera-se que também sejam incorporados à análise, segundo orientação da Colaboração, já que antecedem o período de atualizações do colisor LHC e do experimento ATLAS, quando dados não serão coletados por dois anos. Neste sentido, a estimativa é que estaríamos apresentando medidas de precisão do Modelo Padrão em regime de energia próximo da condição de operação do colisor em alta luminosidade, o HL-LHC (High Luminosity LHC ). O trabalho da pós-doutoranda junto aos outros colaboradores da análise W +jatosb do grupo de trabalho VHF Analysis da Colaboração ATLAS continuará com o desenvolvimento e manutenção do software de análise, principalmente levando-se em conta as contínuas modificações do menu de seleção de eventos (trigger), além das atualizações devido ao empilhamento. Os colaboradores do grupo de trabalho VHF Analysis pertencem à Universidade de Bolonha (Itália), ao CERN e à Universidade de Santa Cruz na California (EUA). 4

41 7 Procura por pares de bósons de Higgs no canal hh bbττ A descoberta de uma partícula escalar pelas colaborações ATLAS e CMS no LHC [77, 78] trouxe importante contribuição para o entendimento do mecanismo de quebra de simetria eletrofraca. Os resultados experimentais de spin e de acoplamentos desta nova partícula, obtidos com os dados do Run-I do LHC [79 83], demonstraram inequivocamente que esta partícula é consistente com o bóson de Higgs do Modelo Padrão [84 89], apresentando uma massa de aproximadamente 25 GeV. Neste momento, com o Run-II do LHC, os dados estão sendo coletados a s = 3 TeV e potencialmente atingirão 4 TeV mais tarde, terreno fértil para possíveis descobertas de novos observáveis físicos. De particular interesse nesta nova fase é a investigação do acoplamento do bóson de Higgs com ele mesmo, que permitirá elucidar a estrutura da quebra de simetria do potencial no contexto do Modelo Padrão. A estrutura do potencial escalar apresenta a forma: V = m2 h 2 h2 + λ 3 vh 3 + λ 4 4 h4, (2) onde m h é a massa do bóson de Higgs ; v 2 = µ 2 /λ é o valor mínimo do potencial de Higgs; λ 3 e λ 4 são, respectivamente, os autoacoplamentos trilinear e quártico do bóson de Higgs, com λ 3 = λ 4 = m 2 h /(2v2 ) [9]. Neste sentido, do ponto de vista experimental, as medidas de λ 3 e λ 4 constituem teste fundamental do mecanismo de quebra de simetria eletrofraca. A medida de λ 3 requer a produção de pares de bósons de Higgs enquanto que λ 4 é investigado a partir da produção de três bósons de Higgs, que do ponto de vista experimental é extremamente difícil, mesmo para futuros colisores [9, 92] estando além do escopo deste trabalho. No mecanismo de fusão de glúons, predominante no LHC, a produção de pares de bósons de Higgs ocorre através da interferência dos diagramas de caixa e triângulo como aparece nas Figuras 8a e 8b. Por conta da interferência destrutiva entre estes, o valor da seção de choque de produção para pares de bósons de Higgs é muito pequena ( (escala) ±.67 (teoria) ±.77 (α s ) ±.7 (PDF) fb a 3 TeV [9, 93]) sendo impossível de ser medida com os dados coletados no LHC até agora, constituindo assim, um dos objetivos de primordiais do projeto HL-LHC (High Luminosity LHC ). 4

42 Figura 8: Diagramas de produção de pares de bósons de Higgs. g h g h g h t/b t/b h t/b X g (a) através de um loop de quarks pesados no contexto do Modelo Padrão. h g (b) através do auto acoplamento do Higgs no contexto do Modelo Padrão. h g (c) através de uma ressonância intermediária no contexto BSM. h Entretanto, algumas extensões do Modelo Padrão advogam que a seção de choque de produção pode ser aumentada através de modificações no acoplamento de Yukawa e ou λ 3, assim como pela introdução de novos acoplamentos. Outras teorias no contexto de Física Além do Modelo Padrão (Beyond Standard Model) prevêem ressonâncias pesadas - genericamente representadas na Figura 8c, que poderiam decair em um par de bósons de Higgs de massa m h = 25 GeV, como o escalar H de spin-, no modelo 2HDM (Two Higgs Doublet Model) [94] ou através do modelo bulk Randall- Sundrum (RS), que apresenta excitações G KK de grávitons Kaluza-Klein de spin- 2 [95, 96]. Ao longo deste trabalho, denominaremos de produção não-ressonante a produção de pares de bósons de Higgs no contexto do Modelo Padrão e de ressonante a produção no contexto BSM incluindo tanto o escalar pesado H como o gráviton G KK. A procura pela produção ressonante utiliza o intervalo de massa 26 < M X < GeV. 7. Dados e amostras de Monte Carlo 7.. Dados reais O conjunto de dados reais utilizado na análise bbττ é o mesmo descrito na Seção Amostras de Monte Carlo As amostras simuladas de produção ressonante de pares de bósons de Higgs da interpretação denominada 2HDM (2-Higgs-Doublet Models) [94] e do modelo RS bulk 42

43 Randall-Sundrum [95,96] foram produzidos para quatorze pontos de massa (26, 275, 3, 325, 35, 4, 45, 5, 55, 6, 7, 8, 9, GeV). O modelo 2HDM é um estado de glúon iniciado implementado no Madgraph5 em ordem LO [69] e interfaceado com o modelo de chuveiro partônico através do Pythia 8.86 [97]. Em cada caso, a sintonia A4 [98] é utilizada com o conjunto NNPDF2.3LO de função de distribuição partônica (PDF) [7]. A massa do bóson de Higgs é fixa (m h 25. GeV e a largura do escalar pesado H fixa em Γ = 4 MeV. Amostras de sinal G KK foram produzidas para diferentes valores de constante de acoplamento k/m PI (.5,., 2.). O parâmetro k corresponde à curvatura de dimensões extras e M PI = à escala efetiva de quatro dimensões de Planck. A largura da ressonância é 4/55/22 GeV para c =.5,.,2., respectivamente, assumindo a massa do gráviton como sendo de TeV. Para as amostras de t t e de quarks top solitários nos canais W t e s foi usado o gerador Powheg-Box v2 [99] com conjunto de PDF CT para cálculo de elementos de matriz. O canal t de quark top foi gerado com Powheg-Box v. Este gerador utiliza o esquema de 4 sabores para os cálculos de elementos de matriz em ordem NLO juntamente com o conjunto de PDF CTf4. Para todos os processos envolvendo quarks top as correlações de spin são preservadas (para o canal t, os quarks top decaem usando-se MadSpin []). O chuveiro partônico, a fragmentação, e os eventos subjacentes são simulados utilizando-se Pythia [] com conjuntos de PDF CTEQ6L com a correspondente sintonia de Perugia 22 (P22) [65]. A massa do quark top é fixa em 72.5 GeV. O programa EvtGen v.2. [2] é utilizado para propriedades dos decaimentos de quarks bottom e charm. A seção de choque de produção de t t é calculada em ordem NNLO+NNLL. Já para o top solitário são usadas as seções de choque em ordem NLO. Eventos contendo bósons W ou Z com jatos associados são simulados usando Sherpa 2.2. [62]. Os elementos de matriz são calculados para até 2 pártons em NLO e 4 pártons em LO usando os geradores de elemento de matriz Comix [3] e OpenLoops [4] associados ao chuveiro de pártons do Sherpa [5] usando a prescrição ME+PS@NLO [6]. O conjunto de PDF CTNLO é usado em conjunto com chuveiro de pártons dedicado, desenvolvido pelos autores do Sherpa. Todos os eventos de W ou Z com jatos associados são normalizados em relação às seções de 43

44 choque previstas em ordem NNLO. Processos de dois bósons com um dos bósons decaindo hadronicamente e o outro leptonicamente são simulados usando o gerador Sherpa 2.2. [62]. Eles são calculados para até párton adicional (ZZ) ou (W W, W Z) em ordem NLO e até 3 pártons adicionais em ordem LO. O conjunto CT é usado com sintonia de chuveiro partônico desenvolvido pelos aturores do gerador Sherpa. As seções de choque em ordem NLO são usadas neste caso. A produção de bósons de Higgs em associação com um bóson Z que subsequentemente decai em bbτ τ representa uma contaminação de fundo irredutível na análise bbττ. Os processos qqzh(z ττ, h bb) e qqzh(z bb, h ττ) são gerados com Pythia 8.86 [] usando a sintonia A4 e o conjunto de PDF NNPDF23LO. O processo Zh(Z ττ, h bb) iniciado por fusão de glúons é gerado por Powheg-Box v2 [99] usando os conjuntos de PDF CT. O chuveiro partônico, a fragmentação e o evento subjacente são simulados usando Pythia 8.86 []. A sintonia AZNLO é usada, com o conjunto de PDF CTEQ6L, para modelar os efeitos não perturbativos. O programa EvtGen v.2. [2] é usado para as propriedades do decaimentos hadrônicos dos quarks bottom e charm em todos os processos Zh. Todas as amostras passaram pela simulação completa GEANT4 [6, 7] do detector ATLAS e reconstruídas com o mesmo software utilizado para os dados reais. 7.2 Seleção de eventos A análise bbτ τ é dividida em dois canais que correspondem aos estados finais dos léptons tau: canal semileptônico τ l τ had e canal totalmente hadrônico τ had τ had. Estes canais exploram similaridades nos estados finais quando possível e desta maneira, utilizam-se de critérios de seleção comum. A pós-doutoranda tem se dedicado à análise do canal totalmente hadrônico. Após aplicar o critério de seleção descrito na Seção 7.4, a pós-doutoranda desenvolveu análise a partir de boosted decision trees (BDTs), utilizadas para melhorar a discriminação entre o sinal e a contaminação de fundo em processos que são treinados em separado para os diferentes canais e os diferentes modelos de sinal ressonante (2HDM H hh, RS G hh) e nãoressonante de pares de Higgs do Modelo Padrão. 44

45 7.3 Trigger No canal τ had τ had, os eventos são primeiramente testados se estes passam por um trigger de tau solitário denominado STT single tau trigger. Nesta seleção o tau deve apresentar p T > 8-6 GeV (dependendo do período de coleta de dados do Run-II de 25 ou de 26) e passar pelo critério de identificação de taus medium conforme Refs. [38, 39]. Eventos que não passam pelo trigger STT são testados para disparar o trigger de pares de taus denominado DTT di-tau trigger onde o tau líder (sublíder) apresenta p T > 35 (25) GeV além de terem que passar pelo mesmo critério de identificação medium. Durante o período de tomada de dados o trigger DTT também requer a presença de um jato adicional no nível de trigger passando pelo limiar de p T de 25 GeV. Para ambos os canais, τ l τ had e τ had τ had todos os triggers não apresentam fator de atenuação e todos os elétrons, múons e taus são reconstruídos em modo offline e devem ser associados aos objetos de trigger. Eventos que contêm jatos identificados como não sendo associados a reais depósitos de energia (por exemplo, aqueles provenientes de problemas com hardware, condições do feixe ou chuveiros de raios cósmicos) são descartados. Os eventos devem conter ao menos um vértice primário e dois traços associados com p T > 4 MeV. 7.4 Seleção de eventos τ had τ had A seleção de eventos é compatível com o estado final τ had τ had bb + ET miss. Esta seleção forma o conjunto de eventos utilizados no BDT. Os eventos devem satisfazer: eventos STT: - Exatamente dois taus hadrônicos com η < 2.3. O tau líder deve apresentar p T >, 4, ou 8 GeV para os períodos onde o limiar de p T do trigger correspondia a 8, 25 ou 6 GeV, respectivamente. O tau sub-líder deve apresentar p T > 2 GeV. - Ao menos dois jatos no evento devem apresentar p T > 45 (2) GeV para o jato líder (sub-líder). 45

46 eventos DTT: - Exatamente dois taus hadrônicos. O tau líder (sub-líder) deve apresentar p T > 4 (3) GeV. - Ao menos dois jatos no evento com p T > 8 (2) GeV para o jato líder (sub-líder). O limiar de p T para o jato líder deve-se à condição de trigger devido ao requisito do nível com relação à presença de um jato no evento. Para eventos de dados reais coletados durante o ano de 25 (e uma porção equivalente de MC) o limiar de p T cai para 45 GeV já que nestes casos o jato não estava presente como parte do requisito de nível de trigger. Os dois taus devem apresentar cargas de sinais contrários. O m MMC ττ [8] deve ser > 6 GeV. Eventos contendo elétrons ou múons são vetados. Para ambos os canais, os eventos são dividos em categorias de acordo com a multiplicidade dos jatos etiquetados como hádrons b (b-tagged), conforme apresentado e detalhado nas Seções anteriores. Somente eventos com exatamente dois jatos etiquetados como b são utilizados no BDT. Eventos das categorias zero e b-tagged são usados como regiões de controle e validação para estimar a contaminação de fundo. Na região b-tagged o jato etiquetado como b-tagged e o outro jato de p T mais elevado são considerados, e na região zero b-tagged os dois jatos de p T mais elevado são usados. Eventos que preenchem todos os outros requisitos de seleção, mas que contêm um anti-τ (como descrito na seção 5.3.) são aceitos como eventos de sinal. 7.5 Treinamento BDT BDTs (boosted decision trees), implementadas através do pacote TMVA [9], são utilizadas na análise para melhorar a separação entre o sinal e a contaminação de fundo. Muitas variáveis que fornecem bom discriminante são utilizadas como entrada para o BDT: 46

47 m hh : A massa invariante do sistema de pares de Higgs (di-higgs) é reconstruída a partir de pares de taus (di-taus) e de pares de jatos b (di-jatos b). Fatores de escala de m h /m MMC ττ e m h /m bb (onde m h é o valor da massa do bóson de Higgs de 25 GeV usada na simulação) são aplicados ao quadrimomento dos sistemas di-tau e di-jato b, respectivamente, para melhorar a resolução em massa. m MMC ττ : A massa invariante do sistema di-tau calculado usando a técnica de reconstrução MMC [8]. m bb : A massa invariante do sistema di-jatos b. R(τ, τ): R entre os produtos de decaimento do tau visível. R(b, b): R entre os dois jatos b. ET miss : Energia transversa faltante do evento, como definida na Seção 5.5. Centralidade E miss T φ: esta variável quantifica a posição em φ de Emiss respeito aos produtos de decaimento do tau visível, definida como: onde A e B são dados por: A centralidade ET miss φ é igual a: - 2 quando E miss T - se E miss T - < se E miss T T com centralidade E miss T φ = A + B A2 + B 2, (3) A = sin(φ ET miss φ τ2 ) sin(φ τ φ τ2 ), B = sin(φ τ φ ) Emiss T sin(φ τ φ τ2 ). (4) estiver exatamente entre os dois taus; ou estiver perfeitamente alinhada com os taus; ou se encontrar fora da região angular φ definida pelos dois taus. Eventos de sinal tendem a apresentar maiores valores de centralidade ET miss já que nestes casos os dois taus são produzidos a partir do decaimento de um bóson de Higgs e o ângulo reconstruído ET miss decaimento dos dois taus visíveis. 47 φ geralmente fica entre os produtos de

48 m lν T : Massa transversa entre o lépton e a Emiss T assim definida: m lν T = 2p l T Emiss T ( cos φ), (5) onde p l T é o momento transverso do lépton. Eventos de sinal tendem a ter mlν T menores do que os processos que envolvem t t já que a massa transversa de um lépton e neutrino provenientes de um bóson W num evento t t tende a estar em m W 8 GeV. φ(h, h): Ângulo φ entre os dois bósons de Higgs de massa 25 GeV reconstruídos, onde a direção do sistema di-tau é tirada do ajuste MMC. p T (l, τ): Diferença em p T entre o lépton leve e os produtos de decaimento visísvel do tau hadrônico. Esta variável explora o desequilíbrio em p T nos produtos de decaimento visível causado pelo diferente número de neutrinos que acompanham os decaimentos leptnônico e hadrônico dos taus. p T do jato b sub-líder. BDTs são treinados para separar o sinal da contaminação de fundo com as amostras de MC sendo ponderadas pelas suas seções de choque de produção previstas. Em ambos os canais, os eventos devem primeiramente passar pelos seus respectivos critérios de seleção além dos dois jatos terem que ser b-tagged. No canal τ l τ had o treinamento é feito contra a contaminação de fundo dominante do t t. Já os BDTs para o canal τ had τ had são treinados contra as três maiores contaminações de fundo, já que nenhum deles é dominante. BDTs separados são treinados para cada modelo de sinal (2HDM, Gráviton, e produção não-ressonante de di-higgs) e para alguns pontos de massa ressonante. Testes realizados com a injeção do sinal demonstraram que o treinamento de BDT contra um único ponto de massa de sinal conduzia a uma resolução em massa m hh de 2 GeV para os menores valores do intervalo. De maneira a não perder sinal entre duas amostras de MC, cada alvo de massa é treinado usando os pontos de massa vizinhos além do valor central (ou seja, o BDT que tem por alvo o ponto de massa de 3 GeV é treinado contra as amostras de sinal com m H,G = 275, 3 and 325 GeV). As amostras de sinal vizinhas são normalizadas com relação ao 48

49 valor da seção de choque do ponto de massa central para cada treinamento. Testes de injeção do sinal mostram que para valores de massa abaixo de 4 GeV, os BDTs são um pouco menos sensíveis aos sinais que não são o valor central sobre o qual foram treinados. Isto indica uma possível degradação nos limites de exclusão para pontos de massa intermediários, cuja estimativa é o máximo de pb de degradação para a seção de choque do Higgs pesado 2HDM fator de ramificação bbττ ou 5 pb para a seção de choque RSG fator de ramificação bbττ. O teste Kolmogorov-Smirnov (KS) é utilizado para checar se o treinamento de BDT não é afetado por flutuações estatísticas. O treinamento e a aplicação são tratados com k=2 dependendo do número do evento para garantir que sejam estatisticamente independentes. Para cada classificador do BDT dois treinamentos são realizados: um treinamento é feito em números pares de eventos e aplicado em números ímpares de eventos. O segundo treinamento é feito em números ímpares de eventos e aplicado em números pares de eventos. O BDT é utilizado da mesma forma nos dados reais. Variáveis de entrada usadas para o BDT na procura ressonante de di-higgs cobrem todos os pontos em massa enquanto que as variáveis para a busca nãoressonante di-higgs e a categoria LTT usada no canal τ l τ had são otimizadas para a região de baixo valor em massa. As mesmas variáveis são usadas para ambos os tipos de busca no canal τ had τ had. A lista completa de variáveis em cada cenário é dada na Tabela 3. Deixamos aqui o canal τ l τ had exposto à título de completeza, pois nosso trabalho se resume ao canal τ had τ had como já exposto. As distribuições de variáveis de entrada para a contaminação de fundo e para o sinal não-ressonante aparecem na Figura 9 para o canal τ had τ had. 49

50 Variável canal τ l τ had canal τ l τ had canal τ had τ had (SLT ressonante) (SLT n ao-ressonante & LTT) m hh m MMC ττ m bb R(τ, τ) R(b, b) E miss T Centralidade ET missφ m lν T φ(h, h) p T (l, τ) p T do jato b sub-líder Tabela 3: Variáveis usadas como entrada para os BDTs para diferentes canais e modelos de sinal. 5

51 Figura 9: Distribuições das variáveis usadas como entrada para o BDT do canal τ had τ had, após o completo procedimento de ajuste como descrito na Seção 7.6, assumindo a hipótese de somente contaminação de fundo. 5

52 7.6 Resultados dos ajustes do BDT O resultado do BDT é utilizado como variável discriminante para todos os canais e sinais. Restrições são colocadas nos dois modelos ressonantes para procura di-higgs: escalar pesado H como previsto pelo modelo 2HDM na aproximação de largura de pico estreita e no Gráviton RS KK de spin-2. Em ambos os casos, a ressonância pesada decai em dois bósons de Higgs do Modelo Padrão de massa m h = 25 GeV. Fatores de escala são aplicados à m h /m MMC ττ e à m h /m bb para o quadrimomento dos sistemas τ τ e bb respectivamente, para melhorar a resolução em massa. Massas de ressonância entre 26 GeV e TeV são consideradas, de forma que no intervalo de menores valores em massa o dobro do valor da massa do bóson de Higgs do Modelo Padrão é considerado. A procura não-ressonante também é considerada assumindose os acoplamentos do Modelo Padrão. Os canais dos histogramas das distribuições são otimizados para garantir que a incerteza da contaminação seja mantida abaixo de 4% da fração do sinal. Se não houver nenhum sinal naquele canal do histograma, a incerteza é tomada para ser abaixo de %. Além disso, o mínimo de eventos em cada canal do histograma é exigido para o canal τ had τ had. Para avaliar a compatibilidade da hipótese de somente contaminação do Modelo Padrão, com as observações nas regiões de sinal, um teste de razão de verossimelhança é realizado. Todas as fontes de incertezas estatística e sistemática na modelagem do sinal e da contaminação são implementadas como desvios do modelo nominal com escala baseada nos parâmetros de interferência que são considerados no ajuste. O número de eventos observado é compatível com o número de eventos de contaminação de fundo. Como até o presente momento nenhum excesso significante sobre a contaminação de fundo esperada é observado, os dados são utilizados para estabelecer os limites superiores no intevalo de confiança de 95% tanto na produção ressonante como na produção não-ressonante de pares de bósons de Higgs. Desta maneira, os resultados finais serão obtidos a partir de um teste de razão de verossimelhança seguindo prescrição conforme Ref. []. As respostas do BDT para as procuras 2HDM e Grávitons após o ajuste quando se assumiu a hipótese de somente contaminação de fundo aparecem na Figura 2 para o canal τ had τ had. As distribuições do resultado do BDT após o ajuste para a 52

53 busca não-ressonante aparece na Figura 2. Observa-se boa concordância entre os dados reais e a simulação de Monte Carlo em todos os casos. Para a apresentação dos resultados da busca, a pós-doutoranda desenvolveu software baseado na implementação de testes estatísticos de verossimelhança que são usados em física de altas energias para a descoberta de novos fenômenos, além da construção de intervalos de confiança sobre os parâmetros do modelo. Os testes até agora realizados prevêem as incertezas sistemáticas relacionadas a efeitos do detector, à luminosidade, à modelagem da contaminação de fundo e às incertezas teóricas do sinal. Os resultados da busca por ressonâncias são apresentados como limites de exclusão na seção de choque de produção de pares de Higgs, em função da massa da ressonância, conforme prescrições da Ref. []. Os limites esperados para os modelos de sinal 2HDM e de sinal Grávitons aparecem na Figura 22 para o canal τ had τ had. 53

54 Events /.33 5 Data ATLAS Internal H (=3 µ =) - m GeV s = 3 TeV H 4 Ldt = 36. fb Top-quark fakes Top-quark τ had τ had 2 b-tags jet τ Fake Z ττ +(bb,bc,cc) 3 Other Zh ττbb Uncertainty Pre-fit background 2 Events / ATLAS Internal s = 3 TeV Ldt = 36. fb τ had τ had 2 b-tags - Data G ( µ=) m G=3 GeV Top-quark fakes Top-quark jet τ Fake Z ττ +(bb,bc,cc) Other Zh ττbb Uncertainty Pre-fit background Data/Pred HDM BDT (3 GeV) (a) 2HDM (m H = 3 GeV) Data/Pred..2 RSG BDT (3 GeV) RSG BDT (3 GeV) (b) RSG (m G = 3 GeV) Events / ATLAS Internal s = 3 TeV Ldt = 36. fb τ had τ had 2 b-tags - Data H (=5 µ =) m H GeV Top-quark fakes Top-quark jet τ Fake Z ττ +(bb,bc,cc) Other Zh ττbb Uncertainty Pre-fit background Events / ATLAS Internal s = 3 TeV Ldt = 36. fb τ had τ had 2 b-tags - Data G ( µ=) m G=5 GeV Top-quark fakes Top-quark jet τ Fake Z ττ +(bb,bc,cc) Other Zh ττbb Uncertainty Pre-fit background 2 2 Data/Pred..5 2HDM BDT (5 GeV) HDM BDT (5 GeV) (c) 2HDM (m H = 5 GeV) Data/Pred..2 RSG BDT (5 GeV) RSG BDT (5 GeV) (d) RSG (m G = 5 GeV) Events /. 4 3 ATLAS Internal s = 3 TeV Ldt = 36. fb τ had τ had 2 b-tags - Data H (= µ =) m H GeV Top-quark fakes Top-quark jet τ Fake Z ττ +(bb,bc,cc) Other Zh ττbb Uncertainty Pre-fit background Events /. 4 3 ATLAS Internal s = 3 TeV Ldt = 36. fb τ had τ had 2 b-tags - Data G ( µ=) m G= GeV Top-quark fakes Top-quark jet τ Fake Z ττ +(bb,bc,cc) Other Zh ττbb Uncertainty Pre-fit background 2 2 Data/Pred..5 2HDM BDT ( GeV) HDM BDT ( GeV) Data/Pred..5 RSG BDT ( GeV) RSG BDT ( GeV) (e) 2HDM (m H = GeV) (f) RSG (m G = GeV) 54 Figura 2: Distribuição da resposta do BDT para os sinais de 2HDM (à esquerda) e de RS Gráviton (à direita) no canal τ had τ had para ressonâncias de massas correspondendo a 3 GeV (parte superior), 5 GeV (centro) e GeV (parte inferior), usando-se canais otimizados após ajuste final. Assume-se uma hipótese de somente contaminação para os resultados.

55 Events / ATLAS Internal s = 3 TeV Ldt = 36. fb τ had τ had 2 b-tags - Data Non-res hh (µ=) 6 Top-quark fakes Top-quark jet τ Fake Z ττ +(bb,bc,cc) Other Zh ττbb Uncertainty Pre-fit background 2 Data/Pred SM BDT (a) τ had τ had Não-ressonante Figura 2: Distribuição da resposta do BDT para a procura não ressonante de pares de bósons de Higgs, usando-se canais otimizados após ajuste final com total variação sistemática. Limits for hadhad Limits for hadhad [pb] x BR H hh bbττ ATLAS Internal exp (H, syst, 36. fb ) exp (H, stat, 36. fb ) [pb] x BR G hh bbττ ATLAS Internal exp (G, syst, 36. fb ) exp (G, stat, 36. fb ) 95% CL Limit on σ H 2 G 95% CL Limit on σ m H [GeV] m G [GeV] (a) 2HDM, canal τ had τ had (b) RSG, canal τ had τ had Figura 22: Limites esperados em 95% de intervalo de confiança (95% C.L) [] na seção de choque de produção dos processos do escalar pesado H hh da interpretação 2HDM (à esquerda) e do Gráviton de spin-2 RS G hh (à direita), para o canal τ had τ had. A seção de choque de produção para o Gráviton assume c =.. 55

56 7.7 Cronograma para apresentação de resultados Similarmente ao cronograma da análise apresentada na Seção 6, temos a acrescentar que a análise hh bbτ τ tem planejamento para duas publicações. A primeira, prevista para meados de 28, conterá os resultados dos dados coletados em 25, 26 e parte de 27. A segunda publicação, projetada para meados de 29, será dedicada à combinação de todos os canais de busca por produção de pares de bósons de Higgs (bbbb, bbw W, bbγγ, bbττ). O trabalho da pós-doutoranda junto ao grupo de trabalho HBSM (Higgs Beyond Standard Model Group) da Colaboração ATLAS para os próximos meses continuará focado no desenvolvimento de software para análise no canal τ had τ had. Atualmente está completando o desenvolvimento do software para apresentação dos limites superiores de sinal não-ressonante, em função dos resultados dos testes multivariados, que foram apresentados aqui de forma apenas preliminar. Em seguida, está planejado o seu envolvimento com os outros canais de produção de pares de bósons de Higgs para a elaboração do framework de análise para a combinação final, a exemplo do que foi feito com os dados do Run-I [28]. A pós-doutoranda também continuará responsável pela geração e manutenção das amostras de sinal de Monte Carlo no contexto BSM do modelo LO 2HDM e Grávitons Kaluza-Klein. Os colaboradores da análise hh bbττ pertencem à Universidade de Londres (GB), à Universidade de Liverpool (GB), à Universidade de Sheffield (GB), à Universidade de Lancaster (GB), à Universidade Técnica de Santa Maria (Chile) e à Universidade de Standford (EUA). 56

57 8 Atlas Open Data e MasterClass Além das atividades de pesquisa delineadas nas seções anteriores, no período que compreende este relatório de atividades, a pós-doutoranda dedicou-se à orientação de estudantes de graduação num projeto de iniciação científica denominado Atlas Open Data e Instrumentação para Formação Acadêmica e Divulgação Científica. Este projeto foi contemplado pela Programa Unificado de Bolsas da USP e em vista disto, a pós-doutoranda tem sob sua supervisão quatro bolsistas de iniciação científica. No âmbito das atividades de extensão, foi responsável pela coordenação do primeiro evento de divulgação científica International MasterClasses- hands in particle physics da Colaboração ATLAS no Instituto de Física da USP, realizado em abril do corrente. 8. Atlas Open Data Para um estudante em início de carreira científica, a familiarização com os diversos aspectos de um experimento de Física de Altas Energias permite que talentos e habilidades possam ser incentivados e desenvolvidos tanto na área da análise de dados (aqui na abordagem do Atlas Open Data) como na área da instrumentação de detectores. A complexidade de um sistema de detecção de partículas em um experimento de Física de Altas Energias pode ser um estímulo aos estudantes devido à avançada tecnologia envolvida nos detectores e sistemas associados. Embora envolver-se diretamente com os sistemas de detectores do ATLAS não seja possível para estudantes de graduação, uma grande quantidade de experimentos utilizando os mesmos princípios de deteção empregados em um experimento do LHC podem ser realizados com raios cósmicos e com a infra-estrutura disponível no Laboratório de Instrumentação e Partículas do IFUSP. Assim, espera-se que os estudantes possam ser introduzidos a vários conceitos e métodos envolvendo a interação da radiação com a matéria, métodos de reconstrução de eventos e sistemas para o processamento e aquisição de sinais de uma forma prática, em que eles próprios podem construir sistemas bem simples de detecção e aquisição de dados, complementando a sua formação experimental. 57

58 8.. Materiais e métodos Através da disponibilização de trilhões de colisões pp para estudantes de graduação, a Colaboração ATLAS marca o primeiro lançamento mundial de dados coletados a 8 TeV de energia de colisão no referencial do centro de massa, provenientes do LHC no ano de 22. O Projeto Atlas Open Data permite que os alunos: visualizem os dados no mesmo formato utilizado nas publicações da Colaboração em periódicos especializados (peer reviewed); manipulem as variáveis dos observáveis físicos diretamente no browser; familiarizem-se com as características de uma análise de dados em física de partículas de altas energias Instrumentação Os bolsistas do Laboratório de Instrumentação e Partículas começaram a ter acesso aos sistemas de detecção de raios cósmicos utilizando detectores a gás e cintiladores utilizados para ensino e pesquisa. Os objetivos desta frente de trabalho consistem em: Compreender os princípios que regem a detecção de partículas, através dos processos de interação da radiação com a matéria; Efetuar medidas com raios cósmicos utilizando um ou mais sistemas de detectores; Estudar os processos de formação, processamento e aquisição de sinais em detetores e eletrônica associada; Estudar os métodos de seleção de eventos (trigger) e reconstrução de grandezas físicas (energia, tempo, posição) a partir das informações de um ou mais detectores. 58

59 8..3 Ações e detalhamento das atividades O experimento ATLAS disponibilizou sete análises completas para permitir que o aluno inicie o seu processo de pesquisa. Estas análises incluem desde medidas de partículas do Modelo Padrão até busca por partículas que representam nova física Além do Modelo Padrão. Para isto, cada análise foi produzida em cadernos denominados ROOT notebooks ou ROOTbooks:. W Analysis ROOTbook: a análise do bóson W pretende fornecer um exemplo de análise de alta estatística. Além disso, esta análise testa a descrição dos dados reais a partir dos dados de bósons W simulados. Os dados reais desta medida formam o conjunto de dados mais extenso em termos de luminosidade. A luminosidade é uma medida do número de partículas por centímetro quadrado por segundo gerada nos feixes de alta energia dos experimentos de partículas. Quanto maior a luminosidade, maior o número de eventos produzidos para estudo. 2. Z Analysis ROOTbook: muitas análises que selecionam léptons sofrem por contaminação de Z+jatos devido ao seu elavado valor de seção de choque de produção. Portanto, é de vital importância que se entenda como os dados de Monte Carlo simulados modelam corretamente este processo. Neste sentido, é importante que todas as partículas do Modelo Padrão sejam medidas para confirmar que entendemos corretamente o detector e o software que se elabora para a análise dos dados reais. Estes requisitos são fundamentais para poder buscar por nova física. 3. Top Pair Analysis ROOTbook: a análise de pares de quarks top é interessante pois também representa um bom teste do Modelo Padrão. Uma de suas finalidades mais importantes é a de discriminar diferentes geradores de Monte Carlo, modelos de Cromodinâmica Quântica e funções de distribuição partônica. Além disso, a produção de pares de quarks top é uma contaminação para várias análises do bóson de Higgs e para buscas por nova física Além do Modelo Padrão. Por estes motivos é de fundamental importância o entendimento deste processo em detalhes. 59

60 4. W Z Analysis ROOTbook: esta análise procura por produção de um bóson W e um bóson Z. A física de dibósons representa importante parte do programa do ATLAS, pois é uma sonda para a física do setor eletrofraco. A análise W Z foi escolhida como exemplo por ser um dos processos de produção de pares de bósons mais abundantes apresentando um estado final limpo formado por três léptons carregados e um neutrino. 5. ZZ Analysis ROOTbook: a produção de pares de bósons Z com subsequente decaimento em quatro léptons constitui o único processo do Modelo Padrão com quatro léptons diretos no estado final. Sua baixa seção de choque de produção resulta num sinal bem baixo no escopo dos dados disponíveis pelo Atlas Open Data e desta forma, elucida as limitações que são enfrentadas neste conjunto de dados disponíveis. Mesmo que alguns eventos possam ser selecionados a taxa baixa de sinal proíbe uma análise detalhada e portanto suas conclusões são tiradas de forma mais qualitativa. 6. HW W Analysis ROOTbook: a análise busca pelo bóson de Higgs do Modelo Padrão que decai em dois bósons W e que susquentemente decaem em dois léptons e neutrinos. O bóson de Higgs aparece como consequência da quebra de simetria eletrofraca e é responsável por fornecer massas às outras partículas. O papel central do bóson no Modelo Padrão explica o porquê do estudo das propriedades desta partícula ser peça central no programa de física do LHC. 7. Z Analysis ROOTbook: a partícula Z é um bóson de calibre hipotético que surge como extensão do setor de simetria eletrofaca do Modelo Padrão. Esta partícula recebeu esta denominação em analogia ao bóson Z do Modelo Padrão. A análise dos notebooks é feita a partir de uma plataforma interativa na nuvem denominada SWAN (Service for Web based ANalysis). Esta plataforma permite que os usuários escrevam e rodem suas análises somente com um web browser, baseado na interface open source Jupyter para notebooks, amplamente utilizada. O Projeto Atlas Open Data permite que os alunos possam compartilhar os seus resultados além de terem acesso a pacotes de software (aproximadamente 2) destinados à análise de dados. Além disso, os alunos aprendem a programar em Python, 6

61 sendo capazes de testar os códigos em muitos exemplos de análise que usam o pacote ROOT [32] de análise orientada a objetos em máquinas virtuais Resultados obtidos no período e perspectivas futuras O projeto foi contemplado pela Programa Unificado de Bolsas da USP e em vista disto, a pós-doutoranda tem sob sua supervisão quatro bolsistas de iniciação científica trabalhando no projeto. Os bolsistas começaram o processo de familiarização com a documentação através de tutoriais online disponíveis no projeto Atlas Open Data e da orientação que recebem durante as reuniões semanais em forma de seminários. Os bolsistas estão sendo convidados a apresentarem os resultados obtidos semanalmente, no mesmo formato que os integrantes do experimento ATLAS. Esta prática desenvolve uma série de habilidades, entre elas, a de comunicar os resultados na língua inglesa para pessoas que realizam os mesmos estudos e que pertencem a outras localidades do globo. Até o final deste ano, espera-se que os bolsistas sejam capazes de entender como se faz análise de histogramas, além de aprender a utilizar o SWAN. Em seguida, devem acessar os ROOTbooks e respectivas documentações para a análise que cada um for desenvolver. Nos meses restantes, até o mês de julho de 28, os alunos deverão ter aprendido a acessar os dados, a utilizar o software de análise, além de trabalhar no ambiente de máquina virtual - VM (Virtual Machine) que inclui o software, as amostras e as ferramentas de análise, com a condição de rodar um VM em qualquer sistema operacional Cronograma de execução Até o final de 27, cada bolsista deve: vizualizar os dados no mesmo formato usado nas publicações (peer reviewed); manipular as variáveis dos observáveis físicos no browser; familiarizar-se com as caracterísitcas de uma análise de Física de Altas Energias; estudar e familiarizar-se com os sistemas de deteção e eletrônica associada. 6

62 Até setembro de 28: utilizar a tecnologia Jupyter e o pacote ROOT [32] de análise orientada a objetos para revisar, executar e desenvolver sua própria análise diretamente em seu browser; evitar instalações locais, usando notebooks a partir do conceito de software como modelo de serviço em seu computador pessoal ou na nuvem; colaborar com outros usuários do Projeto Atlas Open Data e dividir experiências, sanar dúvidas. Este é o dia-a-dia de quem faz análise de dados como parte de um grande experimento como o ATLAS; realizar medidas de raios cósmicos utilizando a infra-estrutura do LIP; construir e caracterizar sistemas eletrônicos para aquisição, seleção e processamento de sinais. 8.2 MasterClass Não somente a formação acadêmica através da complementação da formação de estudantes de graduação e o seu preparo posterior para os cursos de pós-graduação, mas também a divulgação científica dos resultados obtidos pelo experimento ATLAS, são pilares para esta Colaboração internacional. Neste sentido, os integrantes do Laboratório de Instrumentação e Partículas têm participado das propostas de divulgação científica através de eventos como o International Masterclasses - hands in particle physics, que é voltado para estudantes de ensino médio e organizado pelo IPPOG (International Particle Physics Outreach Group). Neste evento, que dura vários dias, alunos de várias localidades espalhadas pelo globo encontram-se em universidades e institutos de pesquisa que são integrantes da colaboração ATLAS, além de outras colaborações, e juntos realizam análise de dados dos experimentos através de ferramentas adequadas à faixa etária. Os alunos participantes interagem em vídeoconferências e discutem os resultados obtidos a partir da utilização das ferramentas comuns de análise dos dados utilizadas por todos os particpantes do evento. 62

63 Durante os dias 3 e 4 de abril de 27, o IFUSP recebeu 7 alunos de quatro instituições de ensino das redes pública e privada para este evento. Os alunos foram convidados a assistir a palestras de divulgação científica sobre Física de Altas Energias, além de tópicos relacionados à análise de dados do Experimento ATLAS, com discussões adequadas à faixa etária. Os resultados dos dados analisados sobre o bóson Z obtidos pelos alunos no evento do IFUSP foi compartilhado por videoconferência com estudantes de outros países (Alemanha, França e Espanha) que também participavam do evento em outras Instituições colaboradoras do Experimento ATLAS. O cronograma das atividades desenvolvidas nestes dois dias pode ser visto na Figura

64 Programação ATLAS-USP 27 Dia Hora Evento Responsável Sala 9: Recepção e Abertura do Evento Marco Leite Auditório Adma Jafet 9:2 Palestra: História da Física Quântica Ivã Gurgel Auditório Adma Jafet : Palestra: O Experimento ATLAS Marisilvia Donadelli Auditório Adma Jafet : DIscussão Todos Auditório Adma Jafet 3/4 :3 Almoço 3: Atividade de Análise - ATLAS Z Marisilvia/Suzana/ Marco 2 - Ala Central 5: Café 22 - Ala Central 5:3 Atividade de Análise - ATLAS Z Marisilvia/Suzana/ Marco 2 - Ala Central 7: Encerramento das atividades do dia 9hs Discussão sobre os resultados Marisilvia/Suzana/ Marco 2 - Ala Central 4/4 hs Preparação para a videoconferência Marisilvia/Suzana/ Marco Auditório Adma Jafet hs Videoconferência com CERN Moderadores do CERN Marco Leite Auditório Adma Jafet 2h3 Encerramento do evento atlas.ch ippog.org Instituto de Física - Universidade de São Paulo R. do Matão, Trav R 87 São Paulo - SP Figura 23: Cronograma de atividades do evento International Masterclasses - hands in particle physics junto a integrantes da Colaboração ATLAS em abril de 27 no IFSUP. 64