Fisica del Quark Top

1. Fisica del Quark Top Corso Fisica Subnucleare II anno laurea specialistica Simonetto/Dorigo, AA 2008/09 Tommaso Dorigo dorigo@pd.infn.it Stanza 3L0, 049-8277230 http://dorigo.wordpress.com

2. Sommario • PARTE I: • Introduzione storica • La necessità di tre generazioni di quarks • Indizi sperimentali • Motivazioni teoriche • La corsa al top • Gli strumenti • Ricerche ai colliders e+e- e a SppS • PARTE II: • Fenomenologia del quark top pesante • Modi di decadimento • Meccanismi di produzione • Ricerca del top al Tevatron • Limiti inferiori • La scoperta del top, 1994-95 • Studio del quark top al Tevatron nel Run II • Tecniche sperimentali • Misure di sezione d’urto • Misure di massa e implicazioni • Altre misure

3. Riferimenti bibliografici • J.Kuhn, Theory of Top production and decay, hep-ph/9707321 • W.Wagner, Top quark physics in hadron collisions, hep-ph/0507207 • M.Beneke et al., Top Quark Physics, hep-ph/0003033 • (per scaricare i preprint hep/ph eccetera: http://arxiv.org)

4. PARTE I • Introduzione storica • La necessità di tre generazioni di quarks • Indizi sperimentali • Motivazioni teoriche • La corsa al top • Gli strumenti • Ricerche ai colliders e+e- e a SppS

5. Introduzione storica • L’ipotesi che gli adroni siano composti di quarks nasce nel 1962 da Murray Gell-Mann (e Yuval Ne’eman indipendentemente) • Tutte le risonanze conosciute sono inquadrabili in multipletti del gruppo SU(3), ipotizzando siano costituiti di 3 quarks • Up, down  dalla simmetria di isospin • Strange  dalla fenomenologia dei K e iperoni • La motivazione di base è che gli operatori di isospin commutano con H e in particolare con gli operatori di momento angolare e parità  stati di definita spin-parità sono multipletti di flavor • Il modello è predittivo: nuove particelle sono previste, e successivamente identificate, per riempire i “buchi” nei diagrammi delle rappresentazioni Si preferisce l’ipercarica alla stranezza come numero quantico additivo da aggiungere a I e I3: Q=I3+Y/2 Y è conservato dalle int. forti (somma di S e B)

6. Qualche cenno sul modello a quark • Ponendo i tre quarks u,d,s nella rappresentazione fondamentale di SU(3), gli antiquarks sono la rappresentazione coniugata 3*. Per costruire i mesoni, interpretati come stati q-antiq’, si decompone nella rappresentazione triviale (1) e aggiunta (8), singoletto e ottetto. La simmetria non è esatta (Ms>>Mu,Md) e i mesoni hanno masse diverse. Inoltre vi è un mixing fra eta e eta’ che hanno un mass splitting non accomodabile nel modello a quark h-h’ puzzle  risolto in QCD (anomalia chirale) • Per i barioni la decomposizione risulta I barioni sono fermioni e la loro funzione d’onda e’ antisimmetrica. Ciò si ottiene con una parte di colore antisimmetrica e il resto (flavor, spin, space) globalmente simmetrica. Il decupletto è simmetrico nel flavor, il singoletto a.s., e gli ottetti sono misti. • Nel decupletto si riescono a introdurre nove barioni noti – il decimo, la W- viene scoperta poco dopo averne prevista la massa e i decadimenti possibili • Il modello gruppale permette anche di prevedere le masse degli stati, attraverso formule empiriche motivate da esso Nonostante i successi di SU(3), i quarks sono pensati come entità matematiche, non tutti credono alla loro reale esistenza.

7. La scoperta della W- A brookhaven nel 1964 un fascio di 5 GeV di K- interagisce coi protoni del bersaglio generando la seguente sequenza: Successivamente la lambda decade in protone e pione,e i due fotoni emessi dal pione neutro convertono (pura fortuna!) in coppie elettrone-positrone. La cinematica permette di calcolare la massa della W, in ottimo accordo con le previsioni.

8. Esercizio per casa Determinare la massa della W dai seguenti dati, estratti dalla figura nella slide precedente: 1) Determinare il quadrimomento della particella P1 decaduta in due fotoni, 7 e 8. Dalla massa, dedurne l’identità. 2) Determinare il quadrimomento della particella P2 decaduta in 5 e 6. Dalla massa, dedurne l’identità. 3) Calcolare il quadrimomento della X, che decade in P1 e P2. Dalla massa, dedurne l’identità. 4) Calcolare infine il quadrimomento della W, che decade in X e nel pione negativo 4. Che massa ha il barione Omega ricostruito come sopra ?

9. Più di tre quarks… • L’ estensione del numero di sapori di quarks venne suggerita dalla non osservazione del decadimento dei K neutri in coppie di muoni • Mentre i K carichi decadono Kmn, l’assenza del processo analogo per i K neutri era un problema insoluto • Il mescolamento dei quarks di tipo down ipotizzato da Cabibbo per ristabilire l’universalità delle correnti deboli neutre (m decay, n decay, L decay) implica l’esistenza di correnti deboli neutre che mescolano quarks d e u, con el. di matrice prop. a cosq sinq • Glashow, Iliopoulos e Maiani scoprirono che l’esistenza di un quarto quark poteva cancellare quel contributo, e rendere le correnti deboli neutre incapaci di cambiare il sapore dei quarks • Il quarto charm poi cancella quasi perfettamente l’effetto degli altri 3 nei loops dei “diagrammi a scatola”: il “meccanismo GIM” prevede che il charm abbia massa fra 1 e 3 GeV!

10. La scoperta del Charm • Nel novembre 1974 due esperimenti scoprono “simultaneamente” la particella J/Psi, immediatamente riconosciuta come uno stato legato charm-anticharm • B.Richter et al. a SLAC (SPEAR e+e- asimmetrico) • S.Ting et al. a Brookhaven (p da 30 geV su Be  ee pairs) • Anche Adone (a Frascati) riesce ad osservare la nuova particella e ne conferma l’identità

11. Il Rapporto R Il rapporto fra sezione d’urto di annichilazione di elettrone-positrone con stato finale adronico e la reazione di controllo e+e-m+m- rappresenta un’ulteriore “smoking gun” per dimostrare la effettiva creazione di coppie di quarks. Il rapporto è semplicemente pari alla somma del quadrato delle cariche elettriche di tutti i quarks producibili al vertice:

12. La violazione di CP • Ben prima della prima evidenza chiara della realtà dei quarks e la scoperta della J/Psi, un esperimento aveva trovato una piccola violazione dell’invarianza CP nelle interazioni deboli dei K neutri • In una piccola percentuale, i K02 erano stati osservati decadere in due pioni in un esperimento da Christenson, Cronin, Fitch, Turlay (1964) • Kobayashi e Maskawa nel 1973 notarono che la presenza di violazioni di CP nelle interazioni deboli implica, nel contesto del modello a quark degli adroni, la presenza di una fase complessa nella matrice che ne rappresenta le ampiezze di transizione. • Con 4 quarks, la matrice è 2x2 e la richiesta di unitarietà implica che vi siano (n-1)2 = 1 parametro libero: qc (Angolo di CABIBBO) • Il numero di fasi complesse di una matrice unitaria è (n-1)(n-2)/2, per cui il numero minimo di generazioni che permettano violazione CP è 3. • La speculazione di K.M. diventa molto verosimile dopo che si scopre il quark charm. • La successiva scoperta del leptone tau (Perl et al., 1975) rende ancora più verosimile l’ipotesi, e la caccia al quark b comincia.

13. La scoperta del quark b • Lederman et al. 1977: protoni da 400 GeV ottenuti dal sincrotrone di Fermilab vengono fatti collidere su un bersaglio di berillio, e si analizzano gli stati finali con muoni in due spettrometri ai due lati del fascio • L’esperimento osserva un accumulo di eventi a massa invariante tra 9 e 10 GeV, presto riconosciuto come la somma di tre distinte risonanze: le Y(1S,2S,3S). • Le proprietà del nuovo quark vengono successivamente studiate anche ai collider e+e-, confermando la carica (-1/3, PLUTO/DASP), l’aumento di R, e l’isospin debole (PETRA, 1983 -vedi più avanti)

14. Motivazioni teoriche • Se il panorama sperimentale puntava fortemente all’esistenza del quark top, per completare la terza famiglia di quarks e accomodare la violazione di CP in modo naturale, dal punto di vista teorico l’evidenza era forse anche più forte: 1) Cancellazione delle anomalie triangolari 2) Isospin debole del b-quark 3) Mancanza di FCNC dei B neutri 4) Frequenza di oscillazione dei B neutri • Discutiamo brevemente questi aspetti per il loro valore didattico: le previsioni di una teoria non sono solo quantitative (2,3,4), ma a volte dettate anche dalla coerenza interna del modello (1).

15. 1- Le anomalie triangolari • Si chiama anomalia una perdita di simmetria della teoria classica a livello quantistico • Tipicamente si tratta di effetti quantistici che danno un contributo non nullo alla divergenza di una corrente conservata • Se le correnti di gauge sono anomale, vengono meno le identità di Ward, sulle quali si basa la rinormalizzabilità della teoria. • Lo standard model è rinormalizzabile solamente se i diagrammi triangolari che accoppiano una corrente assiale a due correnti vettoriali cancellano il loro contributo • Se questi diagrammi all’ordine più basso si cancellano, lo fanno ad ogni ordine e la teoria è rinormalizzabile • Si trova che vi è cancellazione famiglia per famiglia dei contributi al diagrammi triangolari se • In ogni famiglia vi sono 3 quarks per ogni flavor a causa del colore, e quindi

16. Una nota su Nc e le anomalie • Abbiamo detto che la rinormalizzabilità dello SM richiede la cancellazione della carica elettrica totale dei fermioni, generazione per generazione • E’ interessante notare che la condizione Qu-Qd=1 tra le cariche dei quarks di ogni generazione, che deriva dalla struttura gruppale di SU(2)xU(1) con correnti deboli cariche, è indipendente da Nc. La relazione vista prima si può combinare con questa e si ottiene • Si scopre quindi che per avere barioni a carica intera con tre quarks è necessario avere carica frazionaria dei quarks, e tre colori! • Nc=1  Qd=0, Qu=1  possibili sia mesoni che barioni, ma non c’è una forza forte dotata di anti-screening e non c’e’ antisimmetria della parte di colore della funzione d’onda • Nc=2  Qd=-1/2, Qu=1/2  non ci sono stati a 3 quarks (non avrebbero zero colore, non avrebbero carica elettrica intera).

17. 2- L’assenza di FCNC • Nello SM le correnti deboli neutre non appaiono cambiare il sapore dei quarks. Tuttavia, se il b è un isosingoletto, ci si aspetta un mescolamento con il doppietto (cs): • Il mescolamento provoca la rottura del meccanismo GIM: • Ci si aspetterebbe in tal caso un rapporto fra i branching ratio BllX e BlnX maggiore del 12% • UA1 per primo mostrò come tale rapporto era inferiore per almeno 4 ordini di grandezza  il quark b deve avere un partner

18. 3-Asimmetrie elettrodeboli e I3b Non appena i collider leptonici raggiunsero energia sufficiente a essere sensibili ad effetti elettrodeboli, si iniziarono a misurare effetti legati al vertice La produzione elettrodebole e+e-bb è asimmetrica per via della natura V-A della corrente debole neutra: l’asimmetria si può definire come il numero di quarks meno antiquarks prodotti nella direzione degli elettroni, diviso per la loro somma. Si calcola che a bassa energia l’interferenza e.m./debole valga L’asimmetria, misurata a energie tra 30 e 60 GeV, misura l’isospin debole del quark b levogiro, che è -1/2, e destrogiro, che è pari a 0. Per un isosingoletto di isospin debole anche la componente left dovrebbe invece essere 0.

19. Risultati Più tardi l’asimmetria fu misurata anche a LEP, ottenendo valori ancora più precisi. Alla Z vale la relazione Data la dipendenza di G(bb) da I3b, ovviamente anche il branching ratio Zbb è un forte indicatore dell’isospin debole del b-quark: Quindi dati i valori di vb e ab, risulta Nei primi anni di presa dati LEP ha ottenuto confermando che il b è membro di un doppietto di isospin debole.

20. La figura mostra una griglia di punti corrispondenti ai valori possibili della parte L(in ascissa) e R(in ordinata) del quark b, e i constraints sperimentali a queste due grandezze da misure combinate della larghezza della Z in bb e delle asimmetrie F/B a LEP e a PETRA, PEP e TRISTAN.

21. 4- Oscillazioni di beauty • Infine, un quarto argomento non solo portava alla necessità dell’esistenza del top ma ne prevedeva anche una massa elevata: le oscillazioni dei mesoni B. • UA1, ARGUS e CLEO misurarono la differenza di massa Dm che riceve il massimo contributo dal quark top: • Tuttavia vi sono tre parametri incogniti in questa relazione, per cui la massa del top non è direttamente estraibile

22. Misura del mixing integrato • Alla Y(4S) si può studiare il mixing dei mesoni Bd dalla carica dei leptoni ottenuti nel decadimento • ARGUS misura un valore grande del parametro di mixing, il che implica una massa elevata per il quark top:

23. La larghezza del bosone W • La larghezza del W misura il numero di modi di decadimento possibili • Più stati finali adronici sono permessi, più piccolo è il rapporto G(Wen)/G(W)  G(W) può essere ottenuta dalle sezioni d’urto totali di produzione di W e Z in leptoni e da G(Z):

24. Correzioni radiative e Mtop • Alle evidenze indirette discusse finora c’è da aggiungere la dipendenza di Dr da Mt2 • In approssimazione di Born, l’angolo di Weinberg può essere ottenuto sia dal rapporto fra le masse dei bosoni vettori che dagli accoppiamenti di questi ai fermioni • Il propagatore dei bosoni modifica gli accoppiamenti • Studiando le correzioni dei propagatori nella parte SU(2) della teoria si trova che si può scrivere • La dipendenza quadratica da mtop delle correzioni radiative è utile per verificare la consistenza del modello

25. La corsa al top: Gli strumenti • Colliders e+ e-: vantaggi e svantaggi • Colliders p antip: ups and downs • L’importanza dei detectors al silicio

26. Pro e contro dei colliders e+e- Per la ricerca di nuove particelle massive vi sono varie cose da notare: • Stato iniziale a riposo, o comunque con moto perfettamente noto nel lab frame • Si può in effetti disegnare il rivelatore “attorno” al boost per ottenere dei vantaggi sperimentali nella ricostruzione • Alta intensità facile da ottenere • Facile produrre positroni… • Ma sezione d’urto bassa! • Il che è anche un vantaggio: no multiple interactions • Anche un vantaggio per la semplicità del trigger • E per la gestione del data flow • E per il management dei dati offline! • Però chiaramente meno eventi “buoni” per la fisica • Stato finale “pulito” • Praticamente tutto ciò che si misura nel detector è rilevante per determinare la natura dell’interazione • Constraint cinematici stringenti possibili (e.g. missing energy) • Il detector necessita di minor ridondanza, minor radiation hardness, l’occupanza è bassa • Tutta l’energia dei fasci è disponibile per la creazione di nuovi stati • Per produrre in coppie quarks di massa M, basta avere fasci di energia E=M o poco più • Maggior problema: radiation loss, potenza necessaria • La potenza irradiata da una particella carica in un giro in una traiettoria circolare dipende dalla sua energia alla quarta potenza • I progetti non “scalano”: oltre una certa energia con sincrotroni non si va • Acceleratori lineari sono invece limitati dalla lunghezza delle cavità risonanti

27. Pro e contro dei colliders adronici • I colliders adronici permettono una maggiore energia per un dato raggio di circonferenza • La radiazione di sincrotrone è irrilevante per i protoni, dato che l’intensità dipende da 1/m4 • Però non tutta l’energia dei fasci è disponibile per la creazione di nuovi stati • La sezione d’urto di produzione di vari processi fisici di interesse è maggiore • Ma per la creazione di coppie di nuovi quarks, e.g., le cose vanno diversamente • I backgrounds da processi concorrenti sono enormi • Il triggering è un problema difficilissimo da risolvere • La raccolta dati necessariamente scarta la massima parte degli eventi • L’analisi offline è condizionata da grande lavoro per il data management • Lo stato iniziale del sottoprocesso duro ha un boost incognito lungo l’asse dei fasci • Impossibile determinare la componente z della missing energy • Problemi di accettanza • Ogni misura è affetta da incertezze sistematiche dovute alla imperfetta conoscenza delle parton distribution functions • Lo stato finale è enormemente più complesso che in una collisione leptonica • Multiple interactions, minimum bias, radiazione di stato iniziale e finale • Occupanza un problema • Radiation hardness è un concern • Necessaria maggiore ridondanza dei detectors • L’alto rate implica problemi di integrazione dei segnali

28. E perché non più targhetta fissa ? • L’energia disponibile per la creazione di nuovi stati scala con la radice dell’energia del fascio Eb • Molto difficile raggiungere energie elevate: Es. per produrre due particelle di massa m=200 GeV serve che s=2mpEb>>(2m)2 Eb>>2m2/mp Eb>>80 TeV! • Dunque serve un collider adronico. Ma c’è un problema: pp o p-antip ? • Protoni contro antiprotoni: vantaggio enorme, basta un solo sincrotrone (gli stessi magneti) • Protoni contro protoni: servono due anelli separati • Però produrre antiprotoni è difficile! • Esercizio per casa: soglia energetica di produzione di antiprotoni in collisioni protone-targhetta fissa ? • Il problema non è l’energia di soglia, ma la bassa sezione d’urto e la bassa efficienza con cui è possibile selezionare e raccogliere gli antiprotoni • I pro e i contro in questo caso si bilanciano abbastanza… SppS, Tevatron hanno scelto p-antip nel passato, LHC usa pp.

29. Ricerche ai colliders e+e- • Ai colliders leptonici si cerca di salire con l’energia dei fasci, in cerca di una risonanza top-antitop, eventi più sferici, o un salto in R • Tristan: Mt>30 GeV • LEP/SLC: Mt>46 GeV

30. Prime ricerche ai colliders adronici l’SppS scopre i bosoni W e Z e si mette a cercare il top nei decadimenti del W • Se Mw>Mt+Mb, una frazione consistente di decadimenti produce un quark top • La segnatura cercata è dunque un leptone di alta energia, missing energy, e due jets • UA1 vede un segnale, annuncia la scoperta, ma poi ritratta: a quei tempi la QCD perturbativa non era uno strumento di facile uso, e le simulazioni non riproducevano la giusta quantità di processi di produzione di W con jets adronici • prima trova il top, poi lo esclude al 95% fino a 69 GeV (UA1-UA2, 1988-89 run) • Il limite sale fino a 91 GeV (CDF, 1988-89 run)  la produzione da W non è possibile

31. Cosa manca a CDF ? • Nel run del 1988-89 CDF raccoglie una luminosità integrata di 4/pb • Ricerche del quark top vengono effettuate in tutti gli stati finali favorevoli • Le vedremo in dettaglio più avanti • L’arma fondamentale però è ancora “spuntata”: il B-tagging è solo possibile con l’identificazione di leptoni (e,m) nei jets • B(benX)=10%, B(bmnX)=10%, B(btnX(e,m)X)=4% • La frammentazione dei bB è “dura” per cui il leptone trasporta una frazione ragionevole dell’energia originaria • L’identificazione di elettroni e muoni entro i coni di jets adronici è però difficoltosa  si ottengono efficienze totali di SLT tagging di pochi percento • Servirebbe un rivelatore al silicio per identificare i vertici secondari prodotti dal decadimento di B-mesoni e barioni… • D’altra parte il canale “golden” dileptonico ha BR troppo piccolo  CDF vede un evento eccezionalmente pulito, ma non può farsene molto • Ne nasce perfino una controversia internazionale…

32. Rivelatori al silicio • CDF dal 1992, D0 dal 2002 sono dotati di rivelatori di microvertice al silicio • Si tratta di una serie di cilindri concentrici, costituiti da “moduli” - strati di silicio dello spessore di 300 mm, con strisce spaziate 50-60 mm con un bias positivo di 100-200 V ove la carica ionizzante (20000 elettroni) viene raccolta • Il silicio è una giunzione pn polarizzata inversamente  svuotata di carica libera  tutta la carica prodotta per ionizzazione viene raccolta con basso rumore • La struttura fisica permette grande precisione nella misura di posizione delle particelle cariche che attraversano i detectors  si ottiene un tracking molto preciso  B tagging!

33. Due parole sulla frammentazione • I processi alla base dell’emergenza di un getto di adroni “stabili” (per l’interazione forte!) da un quark emesso con alto impulso nella collisione dura sono non calcolabili (QCD non perturbativa) • Si descrivono con modelli i cui parametri vengono “tunati” dal confronto con le osservazioni sperimentali • Frammentazione a stringa e a cluster • Fenomenologicamente, si può studiare la frammentazione dallo spettro di impulsi degli adroni prodotti: come essi si dividono l’impulso originale • Per il quark b si trova che esso trasferisce la maggior parte del suo impulso al mesone che lo contiene • Questo fatto è importante perché permette al mesone di avere una lunghezza di decadimento sufficiente a essere identificato come vertice secondario. In media Pt(B)=0.7Pt(b)  per un b-quark di 50 GeV di momento trasverso si ha Lxy=bgct=0.7x10x450mm=3mm

34. Fenomenologia del quark top pesante • Meccanismi di decadimento • Decadimento standard • FCNC decays • Meccanismi di produzione ai colliders adronici • Produzione di coppie • Produzione elettrodebole

35. Decadimenti del top • I decadimenti “standard” del quark top includono SEMPRE un bosone W e un quark b o s • Dal valore di |Vtb| e |Vts| segue che tWb è dominante • B(tWs) solo 0.2% • La conservazione dell’elicità impedisce il decadimento in W con h=+1 • Il decadimento è “semi-debole” in quanto la massa del top è grande e la larghezza dipende dalla massa al cubo  t=10-25s

36. Implicazioni di G(t)=1.5 GeV • Il grande valore di G agisce da cut-off per la dinamica di QCD, legata alla scala L=150-200 MeV • La distribuzione angolare dei decadimenti del top segue le previsioni per una particella a spin ½, perché la QCD non ha tempo di intervenire a modificare il decadimento di “particella libera” • Da confrontare col decadimento dei b-quarks, che avviene all’interno di mesoni (tB>>1/L) e che è isotropico (non dipende dallo spin di produzione del b) • Il quark top viene prodotto e decade come una particella libera, la QCD non gioca alcun ruolo • Ciò implica la possibilità di • Misurare lo spin del top direttamente dalle distribuzioni angolari del decadimento • Misurare la dinamica del decadimenti e verificare se è governata da interazione V-A

37. Il top quark non forma mesoni T Questa può apparire una implicazione banale di quanto visto finora, ma ragioniamoci su. • Si può confrontare il caso del t alla dinamica del quark b, ben nota da studi della fenomenologia di produzione e decadimento dei mesoni B • Lo splitting in massa del B dai suoi stati eccitati B*, B** dipende per il B* da 1/MQ, per il B**/B è costante (dipende dalla dinamica del quark leggero) ed eguale a 450 MeV • Stati T,T* e T** sono quindi lo stesso stato quantistico dato che G(t)=1.5 GeV • Anche per il toponio tt vale un ragionamento simile, G(tt)=2G(t)=3 GeV mentre lo splitting atteso fra stati 1S e 2S è 1.2 GeV  le risonanze non hanno tempo di formarsi • Al Tevatron ciò significa che si possono studiare le caratteristiche dello spin del top, a un collider lineare implica che si osserverà solo una curva di sezione d’urto che cresce senza spikes all’aumentare di s.

38. Decadimenti delle coppie tt • Assumendo tWb, si ha uno stato finale che comprende due W e due quark b • I b-quark hanno alta energia e producono jets adronici • I W decadono per 2/3 in quarks  2 jets, per 1/9 in ciascuna coppia di leptoni • Si usa classificare tre stati finali principali, segnature sperimentali ben definite: • Canale “all hadronic”: 6 jets, B=4/9=44% • Canale “single lepton”: 4 jets + en o mn, B=8/27=30% • Canale “dileptonic”: 2 jets + eenn o mmnn o emnn, B=4/81=5% • I canali con i leptoni tau sono esclusi da questa classificazione per la difficile segnatura sperimentale dei tau

39. ttW+bW-b… La situazione si può descrivere graficamente con un grafico in cui i BR sono proporzionali alle aree Ogni W decade per 2/3 in jj e per 1/9 in ciascuna coppia di leptoni  • In rosso il canale single lepton • In verde il dilepton • In blu il canale all hadronic

41. Canale single lepton: è il miglior compromesso fra numero di eventi raccoglibili e rapporto S/B L’identificazione di b-tags è fondamentale per ridurre il background di W+jets La ricostruzione cinematica è possibile perché anche se non è noto il Pz del neutrino, ci sono sufficienti constraint cinematici: • Mt=Mt (1 constraint) • MW1=80 GeV (1 constraint) • MW2=80 GeV (1 constraint) • Pt(t)=Pt(t) (2 constraints) • Meno tre componenti incognite dell’impulso del neutrino  2 constraints al fit

42. Canale dileptonico: pochi eventi, ma molto puliti • In particolare, lo stato finale con un elettrone, un muone, missing Et, e due jets è quasi impossibile da riprodurre con altri processi nello SM • Un fit cinematico non è però possibile: sei incognite (Pn1, Pn2), 5 constraints

43. Decadimenti FCNC • Le flavor-changing neutral currents non esistono nello SM al tree level • Sono dovute allo scambio di due bosoni vettori  fortemente soppresse • La cancellazione di diagrammi a box dovuta alla struttura a doppietti delle famiglie non aiuta • Tuttavia, decadimenti rari del top – ad es. in Zc, gc – saranno studiabili a LHC • Curiosamente, limiti interessanti a questi processi rari sono stati ottenuti fuori dal Tevatron • Unico caso di ricerche dirette e risultati sperimentali sul top che non provengono da Fermilab! • HERA e LEP hanno cercato la produzione di top da processi FCNC  solo limiti superiori poco interessanti • Al Tevatron limiti migliori, ma lontanissimi dallo SM: • B(tgc)=10-12, B(tZc)=10-12  una osservazione è automaticamente un segnale chiaro di nuova fisica • LHC potrà spingere le ricerche di NP molto più in là, a causa della enorme sezione d’urto di coppie top-antitop

44. Meccanismi di produzione • Al Tevatron, la produzione forte non domina così tanto su quella debole come per altri quarks in altre condizioni sperimentali • Come al solito, la differenza la fa la grande massa del quark top • Produzione forte  coppie (per conservare il flavor!)  serve Q2>>4Mt2 • Produzione EW  singolo top  basta un quarto dell’energia • Facendo i conti, la produzione forte è più frequente, ma solo di un fattore 2 • s(ttX)=5pb (1.8 TeV), 7pb (1.96 TeV) • s(tX)=2.7pb (1.96 TeV)

45. Diagrammi di produzione • A causa dell’alta energia necessaria, la produzione di coppie è dominata da annichilazione qq (85%), e solo il 15% rimanente è costituito da fusione di gluoni • A LHC le proporzioni sono invertite! A 14 TeV, una collisione che dà 350 GeV disponibili per la creazione di massa è facilmente fornita da gluoni • La produzione elettrodebole è soprattutto mediata dallo scambio di un W space-like • La produzione di W off-shell (s-channel) è più piccola anche a causa delle limitazioni dello stato iniziale (stesso colore dei quarks, corretto flavor)

46. Ricerche del top al Tevatron • Abbiamo lasciato le ricerche dirette al 1990, quando si è trovato M>91 GeV • Le ricerche sono continuate al Tevatron in CDF e D0. • CDF nel Run 1 (1992-96) monta per la prima volta un rivelatore di microvertice al silicio (costruito anche a Padova) • D0 non è altrettanto ben equipaggiato: • Manca un solenoide • Manca un microvertice • Nel 1994 CDF presenta i risultati dell’analisi di 19/pb di dati • 3-sigma evidence da un conteggio degli eventi • Un segnale che spicca nello spettro di massa • CDF misura M=174 GeV  misura estremamente precisa!! • Tuttavia le “regole” in HEP implicano che questa non è ancora una definitiva osservazione della particella… Serve più statistica!!!

47. D0 nel 1993 misura la sezione d’urto da 9 eventi single lepton, ma la significanza è <2 sigma  un altro limiteNel 1995 CDF e D0 pubblicano “back to back” le loro analisi  osservazione del nuovo quarkda un conteggio degli eventi (“counting experiment”) D0 event count CDF event count

48. Evidenza cinematica • Oltre all’eccesso di eventi, sia CDF che D0 sono in grado di mostrare che la massa ricostruita è in disaccordo col background e invece in accordo con l’ipotesi di presenza del nuovo quark nei dati. • Misure di massa nel 1995: • CDF, M=176+-13 GeV • D0, M=199+-21 GeV Le misure sono effettuate nel canale single lepton da una ricostruzione dell’evento con un fit cinematico

49. l b-jet W+ ν t Constraints X PT balance mlν=mW mjj=mW mt1=mt2 t W- b-jet Il fit cinematico • Distilla tutta l’informazione disponibile dalle quantità misurate (energia dei jets e leptoni, missing Et) in un solo numero: la massa invariante incognita del top quark • Viene selezionata la più probabile assegnazione dei jets ai partoni dello stato finale usando il c2, dopo aver richiesto che eventuali jets con b-tag siano assegnati ai b-quarks La massa ricostruita del top è l’unico parametro libero nel fit

50. Alcuni event displays • D0, candidato dilepton: