Misure di precisione a LEP I
Riprendiamo in maggior dettaglio il risultato per la sezione d’urto di
diffusione e+e-  ff ottenuto dalla lagrangiana elettrodebole,
Z*, g
a “livello albero”:
per fasci e+ e- non polarizzati:
(cfr.e.g. Halzen-Martin, eq(13.62))

 d 

F1 ( s)(1  cos 2  )  F2 ( s) cos 


 d  Born 4s
2


termine di asimmetria
F1 ( s)  1  2 Re( r ( s )) g  r ( s ) ( g  g )
2
2
V
2
V
d=2d(cosq)
2 2
A
s 2 / e2
r ( s) 
s  M Z2  iZ M Z
F2 ( s )  4 Re( r ( s)) g A2  8 r ( s) gV2 g A2
2
e2

 1 / 137
4
(in “unità naturali”;

termine risonante
e2
40 c
nel S.I.)
gV,gA: costanti di accoppiamento vettore e assiale-vettore della Z ai fermioni
gVf=I3f-2qfsin2qW
gAf=I3f
I3f : 3a componente isospin del fermione
angolo di Weinberg: cosqW=MW/MZ
carica elettrica del fermione (in unità di e)
1
Scattering e+e-  ff
Le correzioni radiative modificano significativamente le predizioni a livello albero:
Correzioni fotoniche (pura QED) :
Z*, g
Radiazione di stato iniziale
(effetto importante: abbassa la sezione d’ urto totale
di 30% +
spostamento del picco (0(100) MeV)
Z*, g
g
“polarizzazione del vuoto”:  => (q2)
g
g
Z*, g
g
f
g
g
g
 d 
 Born (s)   
 d
d  Born

interferenza tra rad.di stato iniziale e finale +
diagrammi “a box” di pura QED
s
 ( s)    Born (s'  sz ) H ( s, z )  ( s, z )dz
0
funzione di radiazione
di stato iniziale (calcolabile in
pura QED)
2
Scattering e+e-  ff
La sezione d’urto integrale al livello albero è:
2
 d 
s

Z
 Born (s)   
 d   0
d  Born
( s  M Z2 ) 2  ( s 2 / M Z2 )Z2

con:
0 
12e hadr
M Z2 Z2
hadr 

f
f  u , d , s ,b , c
GF M Z3 2
2
f 
( gVf  g Af
)(1   QED
)
f
6 2
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
3
Scattering e+e-  ff
Correzioni non fotoniche (dipendenti dal modello):
Z
Z
+
+
W,Z
+
Z
H
Z
W,Z
sensibili a nuova fisica, e ai parametri “incogniti” del modello , e.g. Mtop, MHiggs
effetti piccoli (dell’ ordine del %)
“IMPROVED BORN APPROXIMATION”:
Le correzioni fotoniche ai vertici e di polarizzazione del vuoto +
le correzioni NON fotoniche sono riassorbite in Born(s,MZ,,Z, f) con
le sostituzioni:
  (MZ2) =  /(1- )  1.064  = 1/128
  (s) = s/ MZ2
f(gV,gA)  f =(MZ2) MZ2(g~V 2+ g~A 2)/3
Costanti di accoppiamento “efficaci”,
calcolabili nell’ ambito di un particolare modello
4
La “line-shape” della Z a LEP I
Born(s)
0 sezione d’urto osservata per il processo:
e+e- adroni
e+
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e-
5
Processi
e+e-
Z  ff a LEP I
e+e-e+e-
e+e- mm
e+e- tt
Massa
invariante
Numero di
particelle
e+e- adroni
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6
Misure di precisione a LEP I
I fits alle “misure di precisione” sulla risonanza forniscono una
determinazione molto accurata di MZ, della larghezza totale Z ,
delle larghezze parziali e,m,t,quarks e delle asimmetrie e, con esse, delle costanti
di accoppiamento della teoria gVf,gAf.
“Ingredienti”:
i) conteggio degli eventi adronici e leptonici
ii) calcolo preciso degli effetti radiativi
(stato iniz., QED, stato finale, QCD)
( peak=30%, MZ  200 MeV)
iii) luminosità relativa tra i diversi punti
iv) energia dei fasci
alta statistica
teoria
ottimi “luminometri”
“depolarizzazione
risonante”
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
7
Sezioni d’urto adroniche
e leptoniche a LEP I
 30 nb
E. Phys. J. C16(2000)371
s
SM fit
interf. tra rad.di stato iniziale
e finale(QED)
 ( s)    Born (s'  sz ) H ( s, z )  ( s, z )dz
0
0
interf.gZ pura QED
s' 
  gZ   g
2 2
2
2
2
( s' M Z )  ( s' / M Z )Z
2
Z
GF M Z 2
12e hadr
2
QED


(
g

g
)(
1


)
0 
f
Vf
Af
f
2 2
M Z Z
6 2
3
 1.4 nb
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8
Asimmetrie leptoniche a LEP I
0, f
FB
A
3 gVe g Ae gVf g Af

2
4 gVe2  g Ae
gVf2  g Af2
A0FB (F-B)/
F = 10d/d(cosq)dcosq,
B = 0-1d/d(cosq)dcosq
U.Gasparini
dati da eventi fortemente radiativi:
e+e- mm g
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9
Osservabili a LEP I e predizioni dello SM
Nel Modello Standard:

asimmetria al picco : s=MZ2
)
GF mZ3 2
2
f 
gVf  g Af
N col
6 2
0, f
FB
A
3 gVe g Ae gVf g Af

2
4 gVe2  g Ae
gVf2  g Af2
“angolo di Weinberg
efficace”
g Af   f I 3 f
LEP : 0.01714 0.00095

gVf   f I 3 f  2Q f sin 2 q W
1+
e.g.
(MZ)
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(1+/tan2qW)sin2qW
 M Z ) mt2  M Z )  mH2

log  2
2
 mZ
4
 mZ
t
)

  ...

H
mW2
 1 2
mZ
mt
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10
Osservabili a LEP
misure di precisione => test delle correzioni radiative elettrodeboli &
ricerca indiretta di nuove particelle
“osservabili” a LEP I: funzioni delle costanti

 h0 
(“efficaci”) gVf,gAf
q
q
12 e h
   l      q
2
2 , Z
mZ Z
l
, Rq  q
Rl 
h
h
0, f
FB
A
 Ae Af
3
4

q=b,c,s
Af 
gVf g Af
gVf2  g Af2
)
At 1  cos 2   2 Ae cos 
Pt (cos  )  
1  cos 2   2 Ae At cos 
polarizzazione di stato finale del t
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11
Osservabili a LEP: sensibilità ad MH
sin2qeffW
misure
QED(MZ2)
Mtop=174.3  5.1 GeV
S=0.118 0.002
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Misure di asimmetria a SLD
(vedi dopo)
12
Determinazione degli osservabili a LEP
Fit (quasi) indipendente dal modello teorico alle misure di
hadr(s),lept(s), AFBlept(s).... in termini dei parametri (“osservabili”):
MZ , Z , 0h , Rl , AFB0,lept
che risultano avere coefficienti di correlazione piccoli [al contrario, ad esempio,
had e Z sono fortemente correlati, essendo, nello S.M.:
had = Z - 3lept - 3 )
Residua dipendenza dal modello:
-assunzione della QED nel calcolo della funzione di radiazione H(s,z) e
dell’ ampiezza di interferenza tra fotoni in stato iniziale efinale
-assunzione della QED nel calcolo di g(s) e del termine di interferenza gZ(s)
-assunzione della QCD nel termine di correzione per la emissione di gluoni
negli stati finali adronici
-assunzione dello SM nelle correzioni radiative dei diagrammi “a box”
(=> non riassorbibili dalla ridefinizione delle “costanti di accoppiamento efficaci”
gA, gV )
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
13
Determinazione degli osservabili a LEP
Con i dati ad alta energia (s= 130-200 GeV), anche il termine di interferenza
può essere ricavato dai dati; la funzione di radiazione da QED è anche controllata
misurando l’ entità del ritorno radiativo sul picco della Z :
jet1
jet2
g (nella
beampipe)
teoria
s’ viene ricostruito assumendo la cinematica a 3 corpi e+e- j1j2g
ed il fotone collineare ai fasci
U.Gasparini
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14
Determinazione del numero di neutrini
Dalla misura delle larghezze
totale e parziali della Z:
inv = Z – had - 3lept - 3
(assumendo, dallo SM:
 gV2  g A2 
1/ 4 1/ 4
 2

 1.990
2
2
 gV  g A2 
 1 / 2  2 sin qW  1 / 4

)
0.232
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
15
Universalità leptonica
Nel fit ai dati non si assume l’ uguaglianza delle costanti di accoppiamento
della Z ai fermioni; tale “universalità”, prevista dallo S.M., è verificata dai
risultati del fit:
Variazione delle predizione
dello SM in dipendenza dei valori
assunti per MH, Mtop
entità dell’ errore sistematico
dovuto all’ incertezza teorica
su QED(MZ2)  1/128
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
16
Misure di polarizzazione del t in Z tt
Lo stato finale Z tt permette di accedere ad una diversa combinazione
delle costanti di accoppiamento (rispetto alle asimmetrie leptoniche
forward-backward), in particolare “isolando” gVe,gAe da gVt,gAt

)
At 1  cos 2   2 Ae cos 
Pt (cos  )  
1  cos 2   2 Ae At cos 
Af 
gVf g Af
gVf2  g Af2
[ in maniera analoga a quanto avviene dalla misura delle asimmetrie
“left-right” avendo a disposizione fasci polarizzati longitudinalmente
(=> SLAC, esperimento SLD) ]
La polarizzazione di stato finale del t è misurabile osservando lo spettro
delle particelle nei decadimenti :
t  
t  3
t 
t  m, e
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
17
Misure di polarizzazione del t in Z tt
Esempio:

dati
t- left-handed
U.Gasparini
t-
nel sistema a riposo
del t
il pione tende ad essere emesso all’indietro
nel rest-frame di un t – “left-handed”
(in avanti nel rest-frame di un t – “right-handed”)
t- right-handed
fondo
direzione del t nel laboratorio
Ciò porta ad un diverso spettro
osservato nel sistema del
laboratorio nei due casi
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
18
Misure di polarizzazione del t in Z tt
Le misure di polarizzazione dPt/dcosq vengono sommate su tutti
i canali di decadimento disponibili:

)
At 1  cos 2   2 Ae cos 
Pt (cos  )  
1  cos 2   2 Ae At cos 
Fit:
Ae , At
e da qui si determinano gVt, gAt
e quindi sin2qWeff
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
19
Z  bb, cc
Di grande interesse sono le misure legate agli stati finali con quark pesanti;
in particolare, la larghezza parziale b di decadimento Z  bb ha una dipendenza da Mtop
b
W
b
diversa dalle altre larghezze adroniche.
t
Z
Ciò perchè i diagrammi:
Z
t
W
W
t
b
b
(trascurabili per gli altri quarks per la piccolezza degli elementi della
matrice di mixing di Cabibbo-Kobaiashi-Maskawa : Vqt << Vtb )
inducono dei termini che tendono a cancellare la dipendenza di Gb introdotta
dalle altre correzioni radiative (es. Z
Z )
t
Il rapporto Rb=b/hadr è sensibile alla massa del top;
inoltre, misurata con sufficiente precisione Mtop, eventuali
scostamenti di Rb dal valore previsto possono mettere in
evidenza l’ esistenza di diagrammi legati a processi di nuova fisica
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
20
b-tagging
“tagging degli eventi basato sulle caratteristiche del quark b:
mB  5 GeV
“lunga” vita media
(tB  10-12 s)
U.Gasparini
- alto pT dei prodotti di decadimento
(in particolare: leptoni)
-maggior pL nei jets
- maggior sfericità delgi eventi
-vertici secondari rilevabili
(a LEP : Lorentz boost  7 )
-tracce con elevato parametro di impatto
rispetto al vertice primario
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
21
b-tagging
pT del leptone rispetto
all’ asse del jet
U.Gasparini
frazione dell’ energia del jet
associata a vertici secondari
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
22
b-tagging
“Parametro d’impatto
con segno”,  :
jet
traccia
vertice primario
>0
jet
traccia
S=/
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
<0
23
b-tagging
lifetime+
variabili cinematiche
nell’ evento
lifetime+
variabili cinematiche nel jet
U.Gasparini
Tipico punto di lavoro:
efficienza 40%, reiezione  500
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
24
Z  bb, cc
c
Rc 
 0.1719  0.0031
h
Sensitività ad Mtop:
Rb 
U.Gasparini
b
 0.21646  0.00065
h
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
25
Misura di MZ a LEP1
Fit alla “line shape” della risonanza:
Energia dei fasci deve essere nota
con grande precisione
 tecnica della “depolarizzazione
risonante”
Luminosità relativa tra i vari punti
misurata con grande precisione
(rilevante soprattutto per Z)
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
26
Misura delle masse dei bosoni intermedi a LEP
LEP II (vedi seguito)
LEP I
MW
Mz
macchina !
MZ/MZ  2.3 10-5
(cfr. GF/GF  9 10-6, QED(MZ) /QED  2 10-4 )
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
MW/MW  4.8 10-4
dati MZ,GF, QED(MZ) ,
dipende da Mtop , MHiggs
27
Misura dell’ asimmetria left-right a SLD (SLAC)
Asimmetria nella sezione d’urto di produzione ee  ff (al picco della
risonanza Z) con fasci polarizzati:
ALR = (L-R) / (L+R)
sezione d’urto totale
con fascio polarizzato ‘left-handed’:
eL-e+  ff
sezione d’urto totale
con fascio ‘right-handed’:
eR-e+  ff
gVe g Ae
2(1  4 sin 2 qWeff )
ALR  2 Ae  2 2

2
gVe  g Ae 1  (1  4 sin 2 qWeff ) 2
 34 Ae Af )
Informazione complementare a LEP:
0, f
(cfr. a LEP: AFB
- dipendenza lineare da Ae
- maggiore sensibilità a sin2qWeff
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
28
Misura dell’ asimmetria left-right a SLD (SLAC)
Gli osservabili allo Stanford Linear collider Detector:
• Born Level cross-section
d


2
~ 1 Pe Ae 1 cos q
d cosq f 


f   2 cos q f
Ae  Pe) A f
(tipicamente:
Pe 70 %)
• Electroweak Observables
– Initial State Coupling:
new
A
LR
L
 R

 L  R
Pe   0.73
Pe   0.73
Pe  0
Pe Ae
– Final State Couplings:

3


 Ae A f
A
(come a LEP)
  4
(   )  (  
new
A  (  )( 
 
 
( Z  ff )
(come a LEP)
R f  (Z  hadrons )
f
FB
f
f
F
f
B
f
F
f
LRFB
U.Gasparini
B
f
f
f
f
FL
f
BL
f
FR
f
BR
f
FL
BL
FR
BR
)
)

3
4
Pe A f
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
29
Stanford Linear Collider
•
•
•
•
2 Mile Long Linear Accelerator
Operation 1989 - 1998
Polarized Electrons
Small and Stable IP
SLC
LEP (Z0)
“Circumference”
3 km
27 km
Beam Size IP
3x1 μm
400x16 μm
e-/bunch
4x1010
30x1010
Crossing Rate
120 Hz
45 kHz
Z/day/experiment
3,000
30,000
e- polarization
75 %
0
Rivelatore SLD
Per una luminosità accettabile,
è necessaria una sezione trasversale del fascio molto piccola: xy 2-3mm
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
30
Rivelatore SLD
[Phys.Rev.Lett. 70 (1993),2515]
• Precision CCD Vertex Detector
• Central Drift Chamber (CDC)
• Cherenkov Ring Imaging
Detector (CRID)
• Liquid Argon Calorimeter
(LAC)
• Warm Iron Calorimeter (WIC)
• Compton Polarimeter
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
31
Asimmetria L-R a SLD
- La polarizzazione del fascio di e- viene invertita alla frequenza di
crossing (120 Hz) => la stessa luminosità viene “vista” per eL ed eR
-esperimento di conteggio; selezione degli eventi simile a quella operata a LEP
si misura : Am = (NL-NR) / (NL+NR)
eventi prodotti con eL
eventi prodotti con eR
L’ asimmetria left-right è data da: ALR = Am/ Pe
polarizzazione media del fascio
(mediata sul tempo di misura)
 A 
 Pe 
m
  Am 

ALR  
 Pe 
 Pe 
2
2 1/ 2



 1
2  Pe 


 ALR 
2
 N Z Pe
 Pe 
2 1/ 2



è cruciale la misura precisa di Pe
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
32
Misura della polarizzazione
Utilizza lo scattering Compton della luce polarizzata dipendente dallo spin
(come in LEP pre la calibrazione di energia col metodo della depolarizzazione
risonante):
• Compton Polarimeter
σ<Pe> = 0.5 %
• Quartz Fiber Polarimeter and
Polarized Gamma Counter – run
on single e- beam + crosschecks
• <Pe+> = -0.02 0.07 %
Luce polarizzata
Circolarmente
(YAG Laser, 532 nm)
elettroni diffusi
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
rivelatore Cerenckov
33
Misure di asimmetria a SLD
• Al per lo stato finale ( e e  Z  l l )


0
 
Ae  0.1544  0.0060
Aμ  0.142  0.015
Aτ  0.136  0.015
• Combinate con A0LR
A  0.15130  0.00207
sin q  0.23098  0.00026
0
LR
2
eff
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
34
Produzione di WW a LEP2
Test significativo dell’ auto-interazione
dei bosoni prevista dalla struttura nonabeliana della teoria di gauge
W+
Z,g
W-
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
35
Produzione di WW a LEP2
Anche ben al di sopra del picco della Z, lo S.M. non mostra smagliature...
e+
W+
+

g
W+
W+
Z*
+ rad.corr.
+
e-
W-
W-
WW
W-
Le cancellazioni previste dalla teoria
di gauge sono state verificate al livello
dell’ 1 %.
Asimmetrie leptoniche
Inoltre:
no Z ’
(m Z’ > 0.8 TeV)
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
36
MW a LEP II
LEP:
mW(4q) = 80.448  0.043 GeV
mW(2ql)= 80.457  0.062 GeV
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato,
XIII ciclova
Statistca;
37
inoltre inclusa la sistematica:
correl.B-E, QCD (ricomb.di colore)
MW a LEP II
La relazione a livello albero:
costante di Fermi (dal decadimento del muone)
G
g2
e2


2
2
2
2 8M W 8M W sin qW
che dà (
e2

4
[
1/ 2
 37.3GeV
g
l
g

W
G
):



MW  

2
 2G sin qW 
  
 2G 



l
1/ 2

37.2802GeV
 77.8GeV
1/ 2
(0.23)
=0.228  0.005 dalle sezioni d’urto di N scattering
(rapporto CC /NC, vedi Halzen,Martin ; Burcham Jobes)
(1.1666389 .000022 ) 10-5 GeV-2 dal decadimento del muone:
 me2 

f  2  1   (mm2 )( 25 / 4   2 ) / 2
2
t m 152  mm 
1
è modificata dalle correzioni radiative.
U.Gasparini
G 2 mm5
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo


]
38
MW a LEP II

g
correz. al
propagatore
l
W
l
W

g
+
u,c,t
correz. di vertice
+
+
“box diagrams”
+
Z,W
Z,W
+
Carica elettrica rinormalizzata:
(q2=MW2)
+
+ n loops (n> 1).....
g
g
W
=
W
+
g
+
“one loop diagrams”
+....
 (q 2  M W2 ) 
=1/128
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
1/137
 ( 0)
1  
0.06
39
MW a LEP II
La relazione:
G
e2
(0)


2
2
2
2
2 8M W sin qW 2M W sin qW
diviene:
G
(0)
1

2
2
2
2 2 M W sin qW (1   )(1  ctg qW  ...)
 (mt,mH)
[Burgers, Jegerlehener, Phys.LEP vol I, CERN 89-08]
Correzione elettrodebole:
1
1

1  r (1   )(1  ctg 2qW  ...)



MW  

2
2
G
sin
q
(
1


r
)
W


U.Gasparini
1/ 2
 (80.6  0.8)GeV
(nel 1983, scoperta del W a UA1)
(oggi: r=0.031, mt=174 GeV,
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo per mH=114 GeV )
40
(80.385 0.030)
Produzione di ZZ a LEP2
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
41
La predizione di MHiggs
mH  88
ovvero:
53
35
GeV
mH < 196 GeV (95% CL)
[ con il top ha funzionato…: mH=60-700
LEP, EPS
Marseille
1993: m EW= 166  18  20 GeV
top
ricerche dirette
(vedi seguito)
Grande successo
dello SM !
1994: mtop = 174  10 +13-23 GeV
però: top=f(mt2/mZ2) ….
oggi:
CDF, ICHEP
Glasgow
2001: mtopEW= 180.5  10.0 GeV
mtop = 174.3  5.2 GeV ]
e tuttavia….
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
42
La predizione di MHiggs (II)
…qualche dubbio sulla consistenza interna al livello di precisione richiesto….
Leptoni: sin2qeff=.23113 .00021
3.2 
Adroni: sin2qeff=.23230 .00029
Fluttuazione statistica ?…
sistematica sottostimata ?…
altro (Fisica!)...
mH 300 GeV
mH 100 GeV
mH 50 GeV
U.Gasparini
L’ Higgs ‘leggero’
è comunque preferito
anche dalla misura diretta
di mW ….
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
43
La predizione di MHiggs (III)
M t= 5.2 GeV
MW=
39 MeV
Misure dirette
consistenza?!
80.385
Misure di precisione
Dipendenza da mt, mH
nello SM
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
44
Ancora su AFBb :
Problema sperimentale ? Non si direbbe...:
- distribuzione differenziale in accordo con
le attese:
A b(q)
FB
-separazione Z bb / Z cc ben compresa
(risolta la “crisi” Rc/Rb (EPS, 1995)... )
LEP, finale
Molto lavoro sulle sistematiche:
68% CL
- funzioni di risoluzione dei rivelatori di vertice
- metodi di multi-tags
- correlazioni tra gli emisferi dell’evento
- correlazioni fisiche tra eventi Z  bb , cc
Inoltre, AFBc in buon accordo con lo SM :
EPS,
Bruxelles 1995
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
AFBc = 0.0585 0.0034
45
Analisi statistica degli osservabili
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
46
Incertezze sistematiche nel fit ad MHiggs
Contributo adronico nella relazione di dispersione che “collega”
QED(q2=0) =1/137 ad QED(q2=MZ2)  1/128
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
(eeadroni)
47
Incertezze sistematiche nel fit ad MHiggs (II)
MH da diversi osservabili:
Se QED, Mtop cambiassero
di una st.dev.
Standard (all)
MW
Alept
Ab
300 GeV
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
48
La “finestra” su MHiggs
L’ intervallo di massa compatibile con i dati si è notevolmente
ridotto negli ultimi 5-6 anni...:
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
49
Super- futuro per i colliders
adronici?
Parametrizzazione delle correzioni
radiative “pure” elettrodeboli:
SM
accordo con il fit sperimentale
leggermente migliore(?) nel MSSM
Modello SuperSimmetricoMinimale...:
Limitata sensibilità  non molto più che un indizio....
U.Gasparini
Corso SM, Dottorato, XIII ciclo
 1 x 103
50