40. Herbstschule fur Hochenergiephysik Maria Laach · A Sandra Horvat MPI M unchen Martin Gorbahn...

40. Herbstschulefur

HochenergiephysikMaria Laach

2.–12. September 2008

Zusammenfassungender Kurzberichte

der Teilnehmerinnen und Teilnehmer

Die Herbstschule fur Hochenergiephysikwird vom

Bundesministerium fur Bildung und Forschung (BMBF)finanziell unterstutzt.

Programm

Vorlesungen

Quantum Chromodynamics Steve D. Ellis Washington Univ., Seattle

Elektroschwaches Standardmodell Robert Harlander Univ. Wuppertal

Flavourphysik mit Quarks und Leptonen Achim Stahl RWTH Aachen

Beyond the Standard Model Hitoshi Murayama Univ. of Berkeley und Tokyo

Hadron Collider Physics Lucia Di Ciaccio Univ. de Savoie und LAPP

Beschleunigerphysik Helmut Burkhardt CERN

Cosmology for Particle Physicists Scott Dodelson Univ. of Chicago und FNAL

Abendvortrage

Welt von gestern, Lebensmoglichkeit heute Pater Athanasius Wolff Maria Laach

Geologie der Vulkaneifel Brigitte Bethke Bad Duerkheim

Ubungen

Feynman-Graphen fur Anfanger Thorsten Ohl Universitat Wurzburg

Renormierungsgruppen-Methoden Michal Czakon Universitat Wurzburg

Supersymmetrie Jurgen Reuter Universitat Freiburg

Koordinatoren der Gruppenberichte

Gruppe Experiment Theorie

A Sandra Horvat MPI Munchen Martin Gorbahn Univ. Karlsruhe

B Jenny List DESY Hamburg Alexander Muck PSI Villigen

C Marc Zoller RWTH Aachen Barbara Jager KEK/Univ. Wurzburg

4

Zeitplan

Dienstag Mittwoch Donnerstag Freitag Samstag

2.9. 3.9. 4.9. 5.9. 6.9.

08:30–09:25 Harlander Di Ciaccio Ellis Burkhardt

09:40–10:35 Ellis Ubungen Di Ciaccio Harlander

10:50–11:45 Di Ciaccio Ellis Harlander Di Ciaccio

11:55 Mittagessen

14:30–16:00 Anreise Ubungen Ubungen Ubungen Ubungen

16:30–18:00 Gruppen Gruppen Gruppen

18:25 Abendessen Festakt Abendessen

19:30 Begrußung zur 40. Schule

20:00 Bethke

Montag Dienstag Mittwoch Donnerstag Freitag

8.9. 9.9. 10.9. 11.9. 12.9.

08:30–09:25 Burkhardt Murayama Stahl Dodelson Stahl

09:40–10:35 Ubungen Burkhardt Dodelson Murayama Murayama

10:50–11:45 Kirchenbes. Dodelson Murayama Stahl Diskussion

11:55 Mittagessen

14:30–16:00 Gruppen(14:30–16:30)

Ubungen Ubungen Ubungen Abreise

16:30–18:00 Dodelson(17:00–18:00)

Gruppen Gruppen Gruppen

18:25 Abendessen

20:00 Athanasius

5

Feier

anlasslich der

40. Herbstschule fur Hochenergiephysik

Kloster Maria Laach, 4. September 2008, 16:30 Uhr

Programm

Musikalische Einleitung:Ludwig van Beethoven (1770–1827): 7 Variationen fur Klavier und Violoncello uber einThema aus der Zauberflote von W. A. Mozart WoO 46

Grußworte

Teilchen, Kosmos und das Kloster – von der Idee zur Institution (Prof. Dr. Johann Bienlein)

Herbstschule Maria Laach – aus studentischer Sicht (Dipl. Phys. Anja Marold)

Maria-Laach-Schule in Bildern (Prof. Dr. Siegfried Bethke)

Musikalisches Intermezzo:Robert Schumann (1810–1856): Adagio und Allegro op. 70

Festvortrag: 150 Jahre Max Planck (Dr. Helmut Rechenberg)

Musikalischer Ausklang:Dimitri Schostakovich (1906–1975): 4. Satz aus der Sonate fur Cello und Klavier op. 40

Geselliges Beisammensein

Ausfuhrende der Musikdarbietungen:Elisabeth Soergel (Violoncello)Wolfram Schott (Klavier)

Teilnehmerinnen und Teilnehmer

Detektor- und Beschleunigertechnologie

Stadt Name InstitutNr. (Gr.) Titel des Vortrags Seite

Bonn Christoph Brezina Universitat BonnD-1 (B) Aufbau und Inbetriebnahme einer Prototypen-TPC mit hochgranularer Aus-

lese fur den ILC12

Bonn Klemens Muller Physikalisches Institut, Universitat BonnD-2 (B) Kalibration des Atlas Pixel Detektors 13

Dortmund Florian Hirsch Technische Universitat DortmundD-3 (B) Commissioning des ATLAS Pixel Detektors 13

Heidelberg George Victor Andrei Kirchhoff-Institut fur Physik, Universitat HeidelbergD-4 (A) Tests der PreProcessor Module des ATLAS Level-1 Kalorimeter-Trigger 14

Mainz Andrea Neusiedl Johannes-Gutenberg-Universitat MainzD-5 (B) Inbetriebnahme und Eigenschaften des ATLAS

Level-1-Kalorimetertriggers15

Munchen Stefan Rummel MPI fur Physik – HalbleiterlaborD-6 (C) DEPFET – ein aktiver Pixelsensor fur zukunftige e+e− Collider 15

Zeuthen Xianguo Lu DESY-ZeuthenD-7 (A) Teilchenidentifikation mit dem Recoil-Detektor im HERMES-Experiment 16

7

Experimentelle Analyse


Aachen Niklas Mohr I. Physikalisches Institut B, RWTH AachenE-1 (B) Neutralino-Rekonstruktion in Leptonischen Endzustanden mit dem CMS-

Experiment17

Aachen Holger Pieta III. Physikalisches Institut A, RWTH AachenE-2 (C) Suche nach Supersymmetrie im Endzustand Muon, Jets und fehlender Energie

mit dem CMS Detektor17

Aachen Daiske Tornier III. Physikalisches Institut B, RWTH AachenE-3 (A) Untersuchung dileptonischer tt-Zerfalle mit CMS 18

Berlin Rocco Mandrysch Humboldt-Universitat zu BerlinE-4 (A) Suche nach schweren Quarks einer vierten Fermiongeneration mit dem

ATLAS-Detektor19

Berlin Daniel Richter Humboldt-Universitat zu BerlinE-5 (B) Messung des spezifischen Energieverlustes (dE/dx) mit dem ATLAS-Uber-

gangsstrahlungsdetektor19

Bonn Robindra Prabhu Physikalisches Institut, Universitat BonnE-6 (A) Verbesserung der Rekonstruktion niederenergetischer Tau-Leptonen bei AT-

LAS durch Untersuchung der Zerfallsstruktur20

Bonn Duc Bao Ta Universitat BonnE-7 (C) Produktionswirkungsquerschnittsmessung von Top-Antitop-Paare im dilepto-

nischen Zerfallskanal mit ATLAS beim LHC20

Dortmund Jesko Merkel TU DortmundE-8 (A) Suche nach dem B+ Meson Zerfall in a+

1 K∗0 mit dem BABAR Detektor 21

Dresden Thomas Gopfert Institut fur Kern- und Teilchenphysik, TU DresdenE-9 (C) B-Tagging Studien mit dem ATLAS Detektor am LHC 21

Freiburg Jochen Hartert Physikalisches Institut, Universitat FreiburgE-10 (C) Messung der integrierten Strahlendosis im ATLAS-Experiment 22

Freiburg Stephan Horner Physikalisches Institut, Universitat FreiburgE-11 (B) Suche nach Supersymmetrie in Ereignissen mit Jets und Leptonen unter Zu-

hilfenahme eines kombinierten statistischen Fits zur Untergrundbestimmung23

Gottingen Anna Henrichs Universitat Gottingen, II. Physikalisches InstitutE-12 (B) Messung des Top Quark Anteils in Ereignissen mit drei Jets, einem Myon und

fehlender transversaler Energie in 1 fb−1 des DØ-Experiments23

Hamburg Dirk Dammann DESYE-13 (C) Top-Wiederentdeckung im dimyonischen tt-Zerfallskanal bei CMS 24

Hamburg David Fischer H1 Collaboration, DESYE-14 (A) Messung des tief inelastischen ep-Streuquerschnitts mit dem H1-Detektor in

Hamburg25

Hamburg Antje Huttmann Universitat Hamburg/DESYE-15 (B) Suche nach Leptoquarks mit dem ZEUS-Detektor bei HERA 25

8

Hamburg Kolja Kaschube Universitat HamburgE-16 (A) Spurbasiertes Alignment des CMS-Spurdetektors mit dem MillepedeII-

Algorithmus26

Hamburg Stefan Mattig DESY HamburgE-17 (C) Effizienzbestimmung des Elektrontriggers am Atlas Experiment 27

Hamburg Markus Marienfeld Deutsches Elektronen-Synchrotron (DESY)E-18 (C) Untersuchung der Produktion von Ereignissen mit Top-Quarks am LHC 27

Hamburg Philipp Pahl DESY, HamburgE-19 (B) Messung der D±-Meson Lebensdauer mithilfe des H1-Silizium-Vertexdetektors

bei HERA27

Heidelberg Eva Hennekemper Kirchhoff Institut fur Physik, Universitat HeidelbergE-20 (B) Kalibration der dE/dx Simulation der Zentralen Spurkammern des H1-

Detektors28

Karlsruhe Thorsten Chwalek Institut fur Experimentelle Kernphysik, Univ. KarlsruheE-21 (B) Messung der W -Boson-Helizitat in tt-Ereignissen mit dem CDF II Experiment 28

Karlsruhe Claudia Marino Institut fur Experimentelle Kernphysik, Univ. KarlsruheE-22 (A) Suche nach exotischen Quark-Kompositionen 29

Mainz Carsten Handel Johannes Gutenberg-Universitat MainzE-23 (A) Kalibration der ATLAS-Kalorimeter mit J/ψ-Zerfallen 29

Munchen Alexander Grohsjean Ludwig-Maximilians-Universitat MunchenE-24 (B) Messung der Top-Quark-Masse in dileptonischen Endzustanden mit der

Matrix-Element-Methode beim DØ-Experiment30

Rostock Torsten Leddig Institut fur Physik, Universitat RostockE-25 (B) Messung des baryonischen B-Zerfalls B 0 → Λ+

c pK−π+ mit dem BABAR -

Experiment31

Wuppertal Yvonne Peters Universitat WuppertalE-26 (A) Suche nach geladenen Higgs Bosonen in Top-Quark Zerfallen 31

Wuppertal Thorsten Schliephake Bergische Universitat WuppertalE-27 (B) Suche nach tt-Resonanzen 32

Zeuthen Clemens Lange Deutsches Elektronen-Synchrotron DESY (Zeuthen)E-28 (A) Studien einzelner Top-Quarks bei ATLAS 33

9

Theorie


Aachen Charlotte Hellmann Institut fur Theoretische Physik E, RWTH AachenT-1 (A) Ist die Vakuumstabilitatsschranke im Higgs-Yukawa Modell ultraviolett-

sensitiv?34

Berlin Fatih Tekin Institut fur Physik, Humboldt-UniversitatT-2 (C) Nicht-perturbative Behandlung der laufenden Kopplung (αs) der starken Kraft 34

Bielefeld Anthony Francis Universitat BielefeldT-3 (B) Ausgedehnte Mesonen in der staggered Gitter QCD 35

Bochum Stephan Meißner Theoretische Physik II, Ruhr-Universitat BochumT-4 (C) Zusammenhange zwischen GPDs und TMDs 36

Bonn Marja Hanussek Physikalisches Institut, Universitat BonnT-5 (A) Higgs-Suche am LHC 36

Dortmund Pedro Jimenez-DelgadoTheoretische Physik IV, TU DortmundT-6 (C) Dynamische Partondistributionsfunktionen der Nukleonen 37

Freiburg Felix Braam Physikalisches Institut, Universitat FreiburgT-7 (A) Phanomenologie von GUT-Modellen ohne Doublet-Triplet-Splitting 37

Hamburg Christian Hambrock Theorie-Gruppe, DESYT-8 (B) Λb-Lichtkegel-Distributionsamplituden 37

Heidelberg Lisa Marie Haas Institut fur Theoretische Physik, Universitat HeidelbergT-9 (C) Confinement in Polyakov-Eichung mit Methoden der Funktionalen Renormie-

rungsgruppe38

Innsbruck Markus Haider Universitat InnsbruckT-10 (A) Yukawa-Vereinheitlichung und Dunkle Materie in supersymmetrischer SO(10) 39

Karlsruhe Christoph Englert Institut fur Theoretische Physik, Univ. KarlsruheT-11 (C) LHC-Phanomenologie higgsloser Modelle in Vektorbosonfusion 39

Karlsruhe Matthias Kauth Institut fur Theoretische Teilchenphysik, Univ. KarlsruheT-12 (B) Gluinonium – Bindungszustand zweier Gluinos 40

Mainz Torsten Pfoh Institut fur Physik, Universitat MainzT-13 (C) Bulkfelder in der Massenbasis in Randall-Sundrum-Modellen 40

Munchen Jan Germer Max-Planck-Institut fur Physik, MunchenT-14 (C) Higgs plus 2-Jet Produktion in Gluon-Fusion in Naherung großer Top Masse 41

Munchen Roland Schieren Physik Department T30e, TU MunchenT-15 (A) Running Minimal Flavor Violation 42

Regensburg Bernhard Pfirrmann Universitat RegensburgT-16 (A) Lebenszeiten schwerer Hadronen im Rahmen der Heavy Quark Expansion 42

Siegen Christoph Klein Theoretische Physik 1, Universitat SiegenT-17 (A) B → D(∗)-Formfaktoren aus QCD-Summenregeln 43

Zurich Tobias Motz PSI Villigen, ITP Universitat ZurichT-18 (B) Generischer Monte Carlo Generator fur LHC Prozesse 45

10

Wien Wolfgang Frisch Institut fur Hochenergiephysik, WienT-19 (A) Higgszerfalle im MSSM 45

Wurzburg Andreas Bechinger Theoretische Physik II, Universitat WurzburgT-20 (B) Dirac-Leptogenese auf mehreren Throats 46

Wurzburg Lisa Edelhauser Theoretische Physik 2, Universitat WurzburgT-21 (A) Dimensionale Reduktion, Massenfaktorisierung und Vergleich von Renormie-

rungsschemata47

11

D Detektor- und Beschleunigertechnologie

D-1 (B) Aufbau und Inbetriebnahme einer Prototypen-TPC mithochgranularer Auslese fur den ILCChristoph Brezina

Universitat Bonn

Beim Durchgang ionisierender Strahlung durch das mit Gas gefullte, sensitive Volumen einer TPCwerden entlang der Trajektorie freie Ladungstrager erzeugt. Diese werden durch ein von außenangelegtes elektrisches Feld zu den Endplatten der TPC beschleunigt, dort im Gas verstarkt unddetektiert. Durch eine pixelierte Ausleseebene erhalt man so die x-y-Koordinaten der Ladungsd-eposition, die fehlende z-Koordinate kann durch Analyse der Driftzeit rekonstruiert werden.

Abbildung D.1: Funktionsprinzip einer TPC mit Zentralanode und zwei Ausleseebenen

Mit einer TPC ist es so moglich, großvolumige Detektoren mit extrem kleiner Materialbelegungzu realisieren, in Verbindung mit der kleinen zu erwartenden Signalrate ist daher eine TPC derideale Spurdetektor fur den ILC.Sowohl die Gasverstarkung, als auch das Driftverhalten in der TPC sind abhangig von der Gasmi-schung und dem Druck in der TPC. Um weitreichende Studien mit dem Testdetektor durchfuhrenzu konnen, wurde daher ein komplexes Gassystem entwickelt und aufgebaut. Dieses erzeugt zumeinen mit großer Genauigkeit Gasmischungen aus bis zu drei Komponenten, und halt zum ande-ren den absoluten Druck in der Kammer konstant.Die Signalauslese geschieht mit dem am CERN entwickelten TimePix ASIC, um eine moglichsthohe Granularitat zu erreichen. Unter anderem in Bonn wurde bereits die Entwicklung einesnachfolgenden verbesserten ASICs ins Auge gefasst.Im ersten Bonner TPC-Prototypen geschieht die Gasverstarkung in einem Stapel aus drei GEMs(Gas-Electron-Amplifer). Als neuer Ansatz wurde in einigen nachgeschobenen Produktionsschrit-ten eine Gasverstarkungsstruktur direkt auf den Auslesechip aufgebracht (InGrid-Technologie).Die Ortsauflosung kann so weiter gesteigert werden.

D Detektor- und Beschleunigertechnologie 13

D-2 (B) Kalibration des Atlas Pixel Detektors

Klemens Muller

Physikalisches Institut, Universitat Bonn

Der Pixel Detektor ist der innerste Teil des Atlas Spursystems. Drei Lagen Siliziumsensorenumgeben die Strahlrohre im Zentralbereich mit Radien 5, 9 und 12 cm und jeweils 3 Disks deckendie Bereiche in Strahlrichtung ab. Die beim LHC erwarteten hohen Spurdichten und die hoheInteraktionsrate erfordern einen Detektor mit extrem großer Granularitat und schneller Auslese.Diese Anforderungen werden erfullt durch ein integriertes Design von Sensor und Auslese miteiner nominellen Pixelgroße von 400µm mal 50µm, realisiert in 1744 identischen Hybridmodulenmit gesamt 80 Millionen Auslesekanalen.Der stabile Betrieb des Detektors erfordert neben der Uberwachung der notigen Versorgungsspan-nungen und der Kuhlung eine sorgfaltige Kalibration der Signalauslese. Die wichtigsten Kalibra-tionsaufgaben betreffen die optische Auslese, die Diskriminatorschwellen, die Signalabklingzeiten(Time over Threshold) und die Synchronisation. Dabei besteht eine spezielle Herausforderungdarin die Kalibrationsmessungen derart zeitlich zu optimieren, daß sie zwischen Luminositatspe-rioden ausgefuhrt werden konnen.Der Einbau und Anschluss des Atlas Pixel Detektors wurde im Fruhjahr vollendet. SamtlicheKomponenten wurden seitdem erfolgreich getestet; die Kalibration der optischen Auslese und dieSchwellenmessung waren dabei Teil des Testprogramms. Um den Detektor auf die Datennahmevorzubereiten wird es notig sein die aus der Produktion stammenden Kalibrationskonstanten zuuberprufen und anzupassen. In dem Vortrag wird speziell auf die Schwellenmessung und Kalibra-tion eingegangen.

D-3 (B) Commissioning des ATLAS Pixel Detektors

Florian Hirsch

Technische Universitat Dortmund

Dieses Jahr wird der LHC am CERN in Betrieb genommen. Diese Proton-Proton Collider Ma-schine mit ihren vier Experimenten wird mit einer Schwerpunktsenergie von 14 TeV neue Ent-deckungsbereiche fur schwere Teilchen erschließen sowie Prazisionsmessungen von Parameternbekannter Teilchen erlauben.Der ATLAS Pixel Detektor ist die innerste Komponente des Spursystems des ATLAS Detektors.Die Detektorelemente sind pixelierte Siliziumscheiben mit detektorseitiger Auslesehardware. Siesind in drei zylinderformigen Lagen und jeweils einer Endkappe, bestehend aus jeweils drei Disks,an jeder Seite angeordnet. Die Pixel haben eine Flache von 50µm · 400µm, damit erreicht derDetektor eine maximale Auflosung von 11µm in der r − ϕ Ebene.Der Detektor ist installiert und wird in den nachsten Monaten in Betrieb genommen. DiesenProzess, und den spateren Betrieb, begleitend sind Detektorstudien und kontinuierliche Uberwa-chung notig, um die Qualitat und den Status des Detektors zu uberprufen. Auch der Inhalt derMessdaten muss wahrend des Betriebs beobachtet werden, um z.B. unerwartet hohe Detektorok-kupanzen oder Hardwareausfalle zu erkennen und die Datenqualitat zu sichern.Dieser Vortrag beschreibt einige Mess- und Analysemethoden im Rahmen des Detektor Commis-sionings sowie das Monitoring der Datennahme.

14 40. Herbstschule fur Hochenergiephysik Maria Laach 2008

D-4 (A) Tests der PreProcessor Module des ATLAS Level-1Kalorimeter-TriggerGeorge Victor Andrei

Kirchhoff-Institut fur Physik, Universitat Heidelberg

Der ATLAS Level-1 Kalorimeter-Trigger ist ein digitales, gepipelintes System, das in wenigerals 2 µs Objekte mit hohen Transversalimpulsen in Endzustanden der Proton-Proton Wech-selwirkungen des LHC identifiziert. Der Trigger erhalt insgesamt 7168 analoge Eingangssignalevon den Kalorimetern des ATLAS Detektors. Die Echzeitverabeitung der Signale wird von dreiHauptkomponenten geleistet: Dem PreProcessor (PPr), dem Cluster-Processor (CP) und demJet\Energy-Sum-Processor (JEP).Der PreProcessor ist ein in hochsten Massen parallel arbeitendes System, das mit Hilfe vonin ASICs fest verdrahteten Algorithmen alle 7168 Kalorimeter-Triggersignale gleichzeitig digi-talisiert und prozessiert. Die Hauptaufgabe des PreProzessors besteht in der Bestimmung dertransversalen Energie der einkommenden Pulse sowie in der Identifikation des korrekten LHCBunch-Crossings, in dem die zugehorige Wechselwirkung stattgefunden hat. Dies beinhaltet prazi-se Justierung des Timings, Pedestal und Noise Subtraktion sowie genaue Energie Kalibration; desWeiteren werden sogenannte Jet-Elemente vorsummiert. Die aufbereiteten Signale werden alsserielle LVDS Daten zur weiteren Verarbeitung an die zwei Prozessor Systeme des Kalorimeter-Triggers weitergegeben. Der Cluster-Processor identifiziert und zahlt kleine Objekte, d.h. isolierteEnergie-Cluster deponiert von Elektronen, Photonen, Tau-Neutrinos oder Hadronen. Die Identi-fikation von großen Objekten wie Jet-Signaturen sowie die Berechnung globaler Energiesummenfindet im so genannten JEP System statt. Beide Prozessoren senden das Ergebnis ihrer Berech-nungen an den Central-Trigger-Processor weiter, in dem unter Berucksichtigung der Daten desMuon-Triggers die globale Level-1 Accept Entscheidung getroffen wird.Das PPr System besteht aus 124 identischen 9U VME PreProcessor Modulen (PPMs), plat-ziert in insgesamt 8 Crates. Jedes Crate enthalt 16 PPMs, von denen jedes einzelne 64 analogeKalorimeter-Triggersignale empfangt und prozessiert. Im ersten Schritt werden die differentiellenEingangssignale in einpolig geerdete Signale gewandelt und zur Digitalisierung aufbereitet. ImAnschluss erfolgt die eigentliche Prozessierung durch speziell gebaute ASICs, montiert auf insge-samt 16 Vier-Kanal MulitChip-Modulen (MCMs). Der ausgehende serielle Datenstrom wird uber11m lange Kabel zu den Prozessormodulen geleitet. Zur Systemkonfiguration, Fehlersuche sowielokalen Uberwachung besitzt jedes PPM zusatzlich eine VME Schnittstelle zur entsprechendenCrate-Controller CPU. Uber eine weitere Schnittstelle ist jedes PPM mit der ATLAS Datennah-me (DAQ) verbunden. Beides wird von einem Readout-Merger FPGA Schaltkreis gesteuert.Bevor die PreProcessor Module in der Elektronik-Kaverne des ATLAS Experiments installiertwerden konnen, mussen sie auf mogliche Fehler uberpruft werden. Um eine einwandfreie Funk-tionalitat insbesondere im Hinblick auf langen und ununterbrochenen Betrieb zu gewahrleisten,wurde eine umfangreiche Testprozedur entwickelt. Die Module werden sowohl einzeln als auf ineiner Crate-Konfiguration ahnlich zur finalen Installation auf Fehlerfreiheit getestet. Die Ubertra-gung der Echtzeit-Daten uber 15m lange LVDS Kabel sowie die Datenauslese werden mit Hilfe ei-nes VME basierten Aufbaus uberpruft, der sowohl die Prozessormodule des Kalorimeter-Triggersals auch die DAQ Auslesemodule nachbildet. Des Weiteren werden regelmaßig Temperatur undelektrische Spannungen der Module uberwacht, um die Betriebsbedingungen der Module zu ve-rifizieren.

D Detektor- und Beschleunigertechnologie 15

D-5 (B) Inbetriebnahme und Eigenschaften des ATLASLevel-1-KalorimetertriggersAndrea Neusiedl

Johannes-Gutenberg-Universitat Mainz

Bei voller Leistung des Large-Hadron-Collider-Beschleunigerrings am CERN werden Protonenbei einer Schwerpunktsenergie von 14 TeV kollidieren. Im Herbst 2008 werden die ersten Kolli-sionen bei 10 TeV erwartet. Das Trigger-System des ATLAS-Detektors besteht aus drei Stufenund reduziert die Kollisionsrate von 40 MHz auf etwa 100 Hz. Die erste Trigger-Stufe besteht aus2 Subsystemen: dem Myontrigger und dem Kalorimetertrigger. Der Kalorimetertrigger selektiertEreignisse anhand von Signaturen (Elektron/Photon, hadronische Tau-Zerfalle sowie Jets) undEnergiesummen (gesamte wie fehlende transversale Energie).Dieses Subsystem ist seit mehr als einem halben Jahr komplett installiert und funktionsbereit.Man hat alle Komponenten vor und nach der Installation getestet und auf die Datennahme vor-bereitet. Das System wird schon seit langerer Zeit zur Aufzeichnung von Ereignissen, induziertdurch Myonen aus der kosmischen Hohenstrahlung verwendet und wird mit Hilfe von Uberwa-chungswerkzeugen wahrend dieses Betriebs uberpruft. Detaillierte Analysen dieser Daten helfendie Eigenschaften des Systems zu verstehen. Weiterhin werden dadurch das System und die Werk-zeuge verbessert, um spater ein ausgereiftes Uberwachungskonzept zu haben.In dem Vortrag werden aktuelle Resultate zum Verstandnis des Kalorimetertriggers gezeigt. Diesbeinhaltet Studien zum (Elektronik-)Rauschen einzelner Kanale sowie zu Energiedepositionendurch Myonen, die einen signifikanten Energieverlust durch Bremsstrahlung bzw. Paarprodukti-on erfahren. In letzteren Studien besteht die Moglichkeit, anhand der Signale echter Teilchen dieFunktionsweise des Kalorimeterstriggers zu uberprufen. Studien zum Rauschverhalten erlaubenuntere Grenzen an die bei Kollisionen zu erwartenden Triggerraten zu setzen, insbesondere furdie Energiesummentrigger.

D-6 (C) DEPFET – ein aktiver Pixelsensor fur zukunftige e+e−

ColliderStefan Rummel

MPI fur Physik – Halbleiterlabor

Beim DEPleted Field Effect Transistor (DEPFET) handelt es sich um einen voll depletiertenaktiven Pixelsensor (APS).Die geringe Eingangskapazitat ermoglicht einen rauscharmen Betrieb zusammen mit dem großensensitiven Volumen pradestiniert dies den DEPFET fur ortsaufgeloste Spektroskopie als auch alsfur Anwendungen in der Hochenergiephysik wie Vertexing.Die Signalhohe des DEPFETs wird durch die interne Verstarkung das sog. gq bestimmt. Das gqwird zum einen durch die Geometrie des FETs und die verwendeten Betriebsparameter beein-flusst. Im Rahmen dieses Vortrags werden diese Abhangigkeiten aufgezeigt. Daruber hinaus wirdgezeigt, dass mittels der verwendeten Technologie ein gq von mehr als 1nA/e− schon jetzt inreichweite ist.Das intrinsische Rauschen des DEPFETs wurde direkt mit einem schnellen Verstarker gemessen.Im Rahmen dieser Messungen konnte belegt werden, dass die aquivalente Rauschladung desDEPFETs 50e− bei einer Bandbreite von 50MHz betragt.Dank des niedrigen Rauschens und einer mit der DEPFET Technologie kompatiblen Technologiezum Abdunnen ist es moglich Detektoren herzustellen, die sehr dunn (bis zu 50µm) sind, aberdennoch eine hohes S/N aufweisen.


Eine weitere wichtige Eigenschaft ist die Strahlenharte. Beim DEPFET handelt es sich um eineMOS Struktur, er ist daher anfallig fur Schadigung durch ionisierende Strahlung. Die Strah-lenharte wurde bis zu Dosen von 8MRad untersucht. Im Rahmen des Vortrags wird eine Uber-sicht uber die Ergebnisse gegeben.

D-7 (A) Teilchenidentifikation mit dem Recoil-Detektor imHERMES-ExperimentXianguo Lu

DESY-Zeuthen

Von Anfang 2006 bis zum Juni 2007 wurden mit dem Recoil-Detektor im HERMES-Experimentbei HERA Daten genommen. Positronen oder Elektronen mit einem Impuls von 27.6 GeV/cwurden auf ein reines atomares Wasserstoff- oder Deuterium-Gastarget geleitet. Der Einbau desRecoil-Detektors zielte auf den Nachweis von ruckgestreuten Protonen in harten exklusiven Pro-zessen, die den Zugang zum Gesamtdrehimpuls der Quarks im Nukleon eroffnen, und Protonenund Mesonen in den sie begleitenden Untergrundprozessen.Der Recoil-Detektor besteht aus einem Silizium-Streifen-Detektor (SSD), der in zwei Lagen umdie Targetzelle angeordnet war, einem Szintillation-Faser-Tracker (SFT) in zwei Lagen darum undeinem Photonen-Detektor (PD) aus drei Lagen Wolfram/Szintillator. Durch die Rekonstruktionvon Raumpunkten im SSD und SFT konnen Teilchenspuren gefunden werden. Der PD dientunter anderem zum Nachweis von Photonen aus dem Zerfall neutraler Mesonen. Der SSD undSFT ermoglichen mittels der Messung des Energieverlusts der Teilchens die Separation von Pionenund Protonen in einem Impulsbereich von 200 MeV/c bis 600 MeV/c. Fur hohere Impulse bis1200 MeV/c kann der PD hinzugezogen werden.Zur quantitativen Teilchenidentifikation wird ein wahrscheinlichkeitstheoretischer Algorithmusaus Bayes’sche Statistik benutzt. Dabei wird angenommen, dass der Energieverlust eines Teil-chens in jeder Detektorlage nur von dem Teilchenimpuls und den lokalen Eigenschaften dieserLage abhangt, d.h. keine Korrelation zwischen Lagen existiert. Die Antwortfunktion einer De-tektorlage von dem Teilchenimpuls und dem Energieverlust wird durch das Verhaltnis zwischenEnergieverlustverteilungen von Protonen und Pionen, die von anderen Lagen qualitativ herausidentifiziert werden, bestimmt. Eine Kombination von solchen Antwortfunktionen aller Lagenerzeugt eine Große, die als Wahrscheinlichkeit fur ”Proton gegen Pion“ interpretiert und in phy-sikalischen Analysen benutzt werden kann. In diesem Vortrag beschreibe ich dieses Verfahren unddie Ergebnisse daraus.

E Experimentelle Analysen

E-1 (B) Neutralino-Rekonstruktion in Leptonischen End-zustanden mit dem CMS-ExperimentNiklas Mohr

I. Physikalisches Institut B, RWTH Aachen

Im Rahmen des minimalen Supersymmetrischen Standardmodells (MSSM) wurde eine moglicheParameterbestimmung mit dem CMS-Experiment untersucht. Das MSSM bietet viele Vorteilegegenuber dem Standardmodell der Teilchenphysik: In vielen Modellen liefert es einen Teilchen-Kandidaten fur Dunkle Materie und ermoglicht die Vereinigung der drei fundamentalen Krafte.Bei einer moglichen Entdeckung ist es wichtig die zugrundeliegenden Parameter, d.h. Teilchen-massen, Kopplungen etc. zu bestimmen. Eine mogliche Messung, welche direkt nach einer Ent-deckung durchgefuhrt werden kann, nutzt die klare Signatur des leptonischen Zerfalls des zweit-leichtesten Neutralino in das leichteste Neutralino χ0

2 → χ01 + l+l−. Experimentell zuganglich sind

außer den Leptonen noch Jets, durch die supersymmetrischen Zerfallskaskaden, sowie fehlendetransversale Energie durch das sich der Detektion entziehende Neutralino χ0

1.Der Vortrag prasentiert die Ergebnisse einer Monte Carlo Studie zu einer Messung der Massen-differenz der zwei leichtesten Neutralinos im mSUGRA-Modell (minimal Supergravity). In derStudie wurde die volle CMS-Detektorsimulation genutzt und die Standardmodell-Untergrundewurden mit Matrix-Element-Generatoren simuliert. Es wird auf die Ereignisauswahl sowie Unter-druckung der verschiedenen Standardmodell Untergrunde eingegangen und die Trigger-Effizienzauf die Signalauswahl berechnet. Die Rekonstruktion von Massenkanten in der invarianten Mas-se der Leptonen wird diskutiert, sowie eine Fit-Methode zur Bestimmung des Endpunktes derMassenkante wird vorgestellt. Ein weiterer Aspekt beschaftigt sich mit der Bestimmung des sta-tistischen und systematischen Fehlers auf die mogliche Messung. Außerdem ist ein moglichesMisalignment, d.h. eine Ungenauigkeit in den Sensorposition, des CMS-Spurdetektors untersuchtworden.An dem untersuchten Benchmark-Punkt, welcher genau an der momentanen experimentellen Aus-schlußgrenze liegt, kann man die Massendifferenz mit einer Genauigkeit von 1,5% statistischemFehler und 3% systematischem Fehler mit 1 fb−1 an intergrierter Luminositat messen.

E-2 (C) Suche nach Supersymmetrie im Endzustand Muon, Jetsund fehlender Energie mit dem CMS DetektorHolger Pieta

III. Physikalisches Institut A, RWTH Aachen

Dank hoher Wirkungsquerschnitte und klarer Signaturen von mSUGRA-Supersymmetrie miterhaltender R-Paritat ist eine Entdeckung bereits bei niedrigen integrierten Luminositaten von10 bis 1000 pb−1 moglich. Die hohe Strahlenergie des LHC erweitert den erreichbaren mSUGRA-Parameterraum weit jenseits von LEP und TEVATRON.Die Zerfalle von schweren supersymmetrischen Teilchen fuhren zu Muonen und vielen Jets mit


hohem tranversalen Impuls. R-Paritats-Erhaltung fuhrt zu zwei schwach wechselwirkenden leich-testen supersymmetrischen Teilchen, die den Detektor ungesehen verlassen und so viel fehlendetransversale Energie erzeugen.In dieser Prasentation wird ein Vergleich zwischen einer konventionellen Analyse auf Basis vonrechtwinkligen Schnitten und einer multivariaten Analyse mit Boosted-Decision-Trees gezeigt.

E-3 (A) Untersuchung dileptonischer tt-Zerfalle mit CMS

Daiske Tornier

III. Physikalisches Institut B, RWTH Aachen

Das 1995 am Fermilab entdeckte Topquark vervollstandigt die drei Quarkgenerationen und ist mituber 170 GeV/c2 Masse das bisher schwerste elementare Teilchen. Zusammen mit einer kurzerenLebensdauer als die ubliche Hadronisationszeit macht dies das Topquark zu einem interessantenStudienobjekt zum Test des Standardmodells und erganzender Theorien neuer Physik.Topquarks werden mit Hadroncollidern uberwiegend paarweise uber Gluon-Gluon-Fusion bzw.Quark-Antiquark-Annihilation erzeugt. Der nachste und nach dem Tevatron am Fermilab zweiteBeschleuniger mit genugend Schwerpunktenergie zur Erzeugung dieser Quarkpaare wird der LargeHadron Collider LHC am CERN sein. Zur Untersuchung stehen dabei zwei Mehrzweckdetektorenan zwei der vier Kollisionspunkte, das Compact Muon Solenoid CMS und das ATLAS Experi-ment. Beide Detektorsysteme bestehen aus einem inneren Spursystem mit einer sehr genauenStossparameterbestimmung, Kalorimetern und einem außen liegenden Muonsystem. Insbesonde-re die genaue Vermessung der Stoßparameter ist dabei fur eine gute Trennung von Signal- undUntergrundereignissen entscheidend.Der Zerfall eines Topquarks verlauft nach dem Standardmodell nahezu ausschließlich uber t →W b und anschließendem Zerfall des W-Bosons. Die verschiedenen Zerfallskanale werden dabeiuber diesen Folgezerfall des W-Bosons als dileptonischer, semileptonischer oder voll hadronischerZerfall charakterisiert. Die Verzweigungsverhaltnisse betragen dabei 1/9, 4/9 und 4/9.Gerade die beiden Zerfalle mit Leptonen aus den W-Bosonen, die recht hochenergetisch sind,lassen sich mit den Detektoren relativ einfach triggern, d.h. mit simplen und schnellen Kriterienaus dem Ereignisstrom herausfiltern und fur die weitere Untersuchung abspeichern. Desweiterenentstehen mindestens zwei Jets oder Teilchenbundel aus der Hadronisation der b-Quarks. DieseHadronen mit b-Quarkinhalt weisen eine verhaltnismaßig lange Lebensdauer auf, so dass die ausihnen geformten Jets, durch Bestimmung der Stoßparameter der geladenen Teilchen, eine Unter-scheidung zu anderen hadronischen Jets ermoglichen.Die zwei Neutrinos aus dem W-Zerfall verlassen den Detektor jedoch ohne Wechselwirkung. Ih-re Signatur besteht daher nur aus einem Ungleichgewicht des Gesamtimpulses in einer Ebenesenkrecht zu den hereinkommenden Protonen. Durch Hinzunahme der bekannten W-Masse las-sen sich die Viererimpulse der Neutrinos jedoch auf den Schnitt zweier Ellipsenpaare bzw. dieNullstellen eines Polynoms vierten Grades zuruckfuhren. Dessen Koeffizienten hangen dann vonden messbaren Impulsen der beiden Leptonen und Jets sowie der Topmasse ab. Letztere kann alsParameter variiert werden und die verschiedenen kinematisch aquivalenten Losungen gewichtetwerden, um schließlich eine Neutrinokonfiguration unabhangig von der Topmasse als wahrschein-lichste Zerfallskinematik zu bestimmen.

E Experimentelle Analysen 19

E-4 (A) Suche nach schweren Quarks einer vierten Fermiongene-ration mit dem ATLAS-DetektorRocco Mandrysch

Humboldt-Universitat zu Berlin

Das Standardmodell der Elementarteilchenphysik umfasst bisher drei Generationen von Quarksund Leptonen. Die Existenz einer weiteren, vierten Generation kann gegenwartig weder theore-tisch noch experimentell ausgeschlossen werden.

Sollten Fermionen einer vierten Generation existieren, so mussten diese Teilchen in jedem Fallschwer sein. Die Tatsache, dass das geladene Lepton und das Neutrino bei LEP II nicht gefundenwurde, verweist aber auf eine Masse dieser Teilchen von mindestens 100 GeV. Die Masse derQuarks dieser Generation ware sogar oberhalb von 258 GeV anzusiedeln, da diese Teilchen dervierten Generation am Tevatron nicht gefunden werden konnten.

Aus theoretischer Perspektive besaße eine vierte Generation die interessante Eigenschaft einerausreichend großen CP-Verletzung, um damit im Standardmodell die Baryogenese generieren zukonnen, was hingegen mit drei Generationen nicht gelingt.

In diesem Vortrag werden die Produktionsquerschnitte von Quarks der vierten Generation amLHC in Abhangigkeit ihrer Masse diskutiert. Zudem soll das Verhalten der Lebensdauer undder Verzweigungsverhaltnisse dieser Quarks vorgestellt werden, die von der Quarkmasse, vonder Massenaufspaltung zwischen den beiden Quarks der vierten Generation und von den CKM-Matrixelementen abhangen. Aus diesen Eigenschaften der beiden Quarks der vierten Generationwerden dann einzelne Szenarien fur eine Analyse beim ATLAS-Experiment diskutiert.

E-5 (B) Messung des spezifischen Energieverlustes (dE/dx) mitdem ATLAS-UbergangsstrahlungsdetektorDaniel Richter

Humboldt-Universitat zu Berlin

Die Moglichkeiten zur Teilchenidentifikation mittels der Daten der inneren Spurkammern desATLAS-Detektors wurden bisher nur im Hinblick auf Elektron-Pion-Trennung mit Hilfe vonUbergangsstrahlung untersucht. Zusatzliche Messungen des spezifischen Energieverlustes durchIonisation (dE/dx) mit dem Ubergangsstrahlungsdetektor von ATLAS, dem Transition Radiati-on Tracker (TRT), stellen eine generelle Erweiterung der Teilchenidentifikation dar und konnendas Entdeckungspotential des ATLAS-Detektors vergroßern, da einige uber das Standardmo-dell hinausgehende Theorien die Existenz stabiler schwerer geladener Teilchen vorhersagen. DieMoglichkeiten einer solchen dE/dx-Messung wurden bisher anhand von Teststrahldaten des AT-LAS Combined Test Beam 2004 untersucht, sowie mit Monte-Carlo-Ergebnissen verglichen. DieDaten ermoglichen zudem Einblicke in systematische Detektoreffekte und tragen so zu einembesseren Verstandnis des ATLAS-Detektors selbst bei.Der Vortrag soll Einblicke in die Rekonstruktion des Energieverlustes aus der zur Verfugung ste-henden Messgroße geben. Hierbei spielen insbesondere systematische Detektoreffekte eine Schlus-selrolle, deren Beherrschung einer guten theoretischen Kenntnis der signalbildenenden Prozes-se im sensitiven Detektormaterial, als auch der individuellen physikalischen Gegebenheiten desATLAS-Ubergangsstrahlungsdetektors bedarf. Aufgrund der statistischen Natur des Energie-verlustes durch Ionisation kommt der Kombination der dE/dx-Einzelmessungen entlang einerTeilchenspur weitere Bedeutung zu. Die Verfahrensweise und die damit erreichte Elektron-Pion-Separationskraft wird anhand von Teststrahldaten vorgestellt.


E-6 (A) Verbesserung der Rekonstruktion niederenergetischerTau-Leptonen bei ATLAS durch Untersuchung der Zerfallsstruk-turRobindra Prabhu


In vielen supersymmetrischen Modellen spielen Endzustande mit Tau-Leptonen eine wichtige Rol-le fur die Entdeckung sowie fur die Messung der Eigenschaften supersymmetrischer Teilchen. Dieaus supersymmetrischen Kaskadenzerfallen stammenden Tau-Leptonen sind in einigen Szenarienweicher (pT < 30 GeV) als solche aus W-, Z- und Higgs-Zerfallen und stellen daher eine besondereHerausforderung bezuglich Identifikation und Rekonstruktion dar.Der Vortrag untersucht, wie man mit Energiefluss-Techniken die hohe Granularitat des elektro-magnetischen Kalorimeters in ATLAS starker ausnutzen kann, um die Identifikation und Rekon-struktion der niederenergetischen Tau-Zerfalle weiter zu verbessern. Ziel ist es, die Pionen ausden Tau-Zerfallen einzeln zu rekonstruieren, um so die Zerfallskinematik ausnutzen zu konnen.

E-7 (C) Produktionswirkungsquerschnittsmessung von Top-Antitop-Paare im dileptonischen Zerfallskanal mit ATLAS beimLHCDuc Bao Ta

Universitat Bonn

Das Top Quark, welches 1995 am Fermilab entdeckt wurde, wird mit einem Wirkungsquerschnittvon erwarteten 800 pb−1 bei LHC Energien in großer Anzahl erzeugt werden. Das liefert eine guteStatistik fur Prazisionsmessung der Eigenschaften des Top Quarks.Die Arbeit stellt eine Studie im dileptonischen Zerfallskanal dar, d.h. es wird der Endzustanddes Top Quark Paarzerfalls betrachtet, bei dem beide W-Bosonen aus dem Zerfall wiederumleptonisch zerfallen. Obwohl dieser Endzustand das geringste Verzweigungsverhaltnis von 5% hat,so erlauben die beiden Leptonen eine sehr trigger-effiziente und reine Selektion der Ereignisse.Die Studie untersucht die Perspektiven zur Messung des Wirkungsquerschnitts an Monte-CarloDatensatzen, die mit einen nicht perfekt justierten Detektormodell simuliert wurden.Die Signatur im Detektor sind zwei entgegengesetzt geladene, isolierte Leptonen, mindestens zweiJets, die aus der Hadronisierung der b-Quarks entstehen und eine gewisse Menge an fehlenderTransversalenergie, die von den Neutrinos aus dem Detektor getragen wird. Die Untergrundpro-zesse, die diese Signatur falschen konnen, sind zum einem leptonische Z-Zerfalle, leptonische WWZerfalle und nicht zuletzt auch Top-Antitop-Paare, die semi-leptonisch zerfallen. Letztere imitie-ren das zweite Lepton durch Jets, die entweder als Leptonen fehlidentifiziert werden, oder aberselbst leptonisch zerfallende Teilchen enthalt.Die zwei untersuchten Methoden sind eine auf S/

√S +B optimierte Schnittanalyse und zum

anderem eine Likelihood-Analyse, die versucht, den Anteil an Signal und Untergrund in dergemessenen Verteilungen anzupassen. Keine der beiden Methoden benutzt b-tagging, um eineMessung auch bei noch nicht ausreichend kalibriertem b-tagging durchzufuhren zu konnen. Manstellt fest, dass selbst im dileptonischen Zerfallskanal die statistischen Fehler auf das Niveau dersystematischen Fehler sinken, so dass, u.a. der Einfluss der Unsicherheit in der Jet-Energie-Skala,in der ISR/FSR und zuletzt auch der Unsicherheit in den Partondichteverteilungen untersuchtwird. Auch die genaue Ermittlung der Wahrscheinlichkeit, dass ein Lepton fehlidentifiziert wird,ist wesentlich fur diese Analyse. Diese kann eigentlich nur in echten Daten erfolgen. Die Methode


sollte aber als Vorbereitung auf die Datennahme mit MC-Daten getestet werden.Letztendlich bietet die Messung des Wirkungsquerschnitts eine Uberprufung der Konsistenz desStandardmodells, zu einen im Bezug auf die anderen Top Endzustande, zum anderen aber auchbezuglich der theoretischen Vorhersage. Abweichungen in gut verstandenen Daten werden dannein Hinweis auf Physik jenseits des Standardmodells sein.

E-8 (A) Suche nach dem B+ Meson Zerfall in a+1 K∗0 mit dem

BABAR DetektorJesko Merkel

TU Dortmund

Charmlose hadronische B Zerfalle konnen zum Testen des Standardmodells verwendet werden.Diese Zerfalle sind normalerweise dominiert durch b→ u Tree-Amplituden und Pinguin-Zerfallevermittelt durch b→ s und b→ d Prozesse, welche virtuelle Teilchen-Loops mit Gluon-Emissionbenotigen. Diese Art der Ubergange sind durch CKM-Matrixelemente im Standardmodell unter-druckt und haben Verzweigungsverhaltnisse in der Großenordnung von 10−5 bis 10−6. Beitragevon supersymmetrischen Teilchen oder anderer Neuer Physik konnte in den Verzweigungsverhalt-nissen oder anderen Messgroßen, wie der Polarisation der Zerfalle, beobachtbare Abweichungenvom Standardmodell hinterlassen.In dem Vortag wird die Analyse zu dem Zerfall B+ → a+

1 K∗0 am BABAR Experiment vorgestellt.

Dazu wird das aktuelle Interesse an diesem S → VA (Skalar nach Vektor Axial-Vektor) Zerfallmotiviert, die Selektion der Ereignisse und die generelle Analysestrategie sowie die Methode vorge-stellt. Das Besondere hierbei ist das Extrahieren weniger Signalereignisse aus einer relativ großenAnzahl an Hintergrundereignissen. Der Kern der Analyse ist ein Maximum-Likelihood-Fit mitmehreren Komponenten und Variablen. Gesteigertes Interesse erhalt die richtige Funktionsweiseder Fit-Prozedur und die mogliche systematische Beeinflussung des Ergebnisses. Abschließendwerden die systematischen Fehler diskutiert und die Ergebnisse vorgestellt.

E-9 (C) B-Tagging Studien mit dem ATLAS Detektor am LHC

Thomas Gopfert

Institut fur Kern- und Teilchenphysik, TU Dresden

Das Minimal Supersymmetrische Standardmodell (MSSM) mit zwei Higgs Dubletts sagt die Exis-tenz von geladenen Higgs Bosonen H± voraus. Die Suchstrategien fur diese geladenen HiggsBosonen hangen stark von ihrer hypothetischen Masse ab, welche sowohl den Produktionsmecha-nismus als auch den Zerfallskanal bestimmt. Uber der Top Quark Schwelle findet die Produktionhauptsachlich uber gb Fusion (gb → tH+) statt und fur eine solch große Masse des geladenenHiggs Bosons dominiert der Zerfall in ein Top und ein Bottom Quark (H+ → tb). Im Standard-modell zerfallt das Top Quark fast ausschließlich im Zerfallskanal t→W+b. Der Endzustand furden hier vorgestellten Produktions- und Zerfallskanal fur geladene Higgs Bosonen enthalt somitmindestens 4 Bottom Quarks, deren Identifikation eine entscheidende Rolle bei der Suche nachsolchen Ereignissen spielt.Die in einem Prozess produzierten Bottom Quarks hadronisieren und bilden B-Hadronen, welchedann in Kaskaden weiter in leichtere Hadronen zerfallen und im Detektor als Jets beobachtbarsind. Die B-Hadronen haben bestimmte Eigenschaften, die die Kinematik der Jets beeinflussen.Anhand dieser Eigenschaften konnen Methoden aufgestellt werden, mit deren Hilfe entschiedenwerden kann, ob ein beliebiger Jet ein B-Jet ist oder ob er sich aus leichteren Quarks entwickelthat. Dieser Prozess wird als B-Tagging bezeichnet und kann zum Nachweis von geladenen Higgs


Bosonen genutzt werden, sowie zur besseren Abgrenzung von Untergrundprozessen.In dem Vortrag wird eine der vielen an ATLAS untersuchten B-Tagging Methoden genauer be-trachtet, welche vor allem zu Beginn der Datennahme eine wichtige Rolle spielen wird. Desweiteren werden erste Untersuchungen zur Optimierung dieser Methode erlautert.

E-10 (C) Messung der integrierten Strahlendosis im ATLAS-Ex-perimentJochen Hartert

Physikalisches Institut, Universitat Freiburg

Die LHC-Experimente werden einem starken Feld ionisierender und nichtionisierender Strahlungausgesetzt sein. Eine genaue Messung der integrierten Dosis ist essentiell, um Anderungen derDetektoreigenschaften zu verstehen, Simulationen des Strahlungsfeldes zu uberprufen und dieDetektoreinstellungen dementsprechend zu optimieren.Im ATLAS-Experiment werden zur Messung der integrierten Strahlendosis Module verwendet,die jeweils mehrere Halbleiterdetektoren enthalten, und online ausgelesen werden konnen. Die io-nisierende Strahlendosis in SiO2 wird mit Hilfe von Feldeffekttransistoren (RADFETs) gemessen.Die Methode basiert darauf, dass die fur einen bestimmten Drain-Strom benotigte Gate-Spannungvon der ionisierenden Strahlendosis abhangt. Zur Bestimmung des nichtionisierenden Energiever-lusts in Silizium werden Effekte durch Strahlenschaden in Silizium ausgenutzt. Messgroßen sinddie Zunahme des Leckstroms einer in Sperrichtung betriebenen Diode und der Spannungsab-fall an einer in Vorwartsrichtung betriebenen Diode bei gegebenen Strom. DMILL-Transistorenwerden in der Ausleseelektronik verschiedener ATLAS-Subdetektoren verwendet. Um die Ande-rung ihrer Eigenschaften mit der Strahlenbelastung messen zu konnen, sind sie neben RADFETsund Dioden ebenfalls in den Modulen enthalten. Sie erlauben zudem eine Messung des Flussesthermischer Neutronen.Die großten Strahlendosen bei ATLAS werden im Inneren Detektor (ID) auftreten. Innerhalb vonzehn Jahren Laufzeit werden bis zu 100 kGy ionisierende Strahlendosis und mehr als 1014 1 MeV-Neutronen Aquivalente pro cm2 anfallen. Um diese hohen Dosen messen zu konnen, gleichzeitigaber auch in der Anfangsphase den Vergleich mit Simulationen zu ermoglichen, enthalten dieModule Dioden und Feldeffekttransistoren verschiedener Sensitivitat. Außerhalb des ID sind dieerwarteten Dosen deutlich geringer, weshalb die dort verwendeten Module nur je einen Sensorfur ionisierende und nichtionisierende Strahlung enthalten. Insgesamt gibt es 14 Module im IDund weitere 48 verteilt auf den restlichen ATLAS-Detektor.Im Vortrag werden das RADMON-System zur Messung der integrierten Strahlendosis bei ATLASim Allgemeinen sowie die in den letzten Monaten am PS-Beschleuniger durchgefuhrten Kalibra-tionsmessungen vorgestellt. Des Weiteren wird auf das zugehorige Detektorkontrollsystem (DCS)und seine Rolle im DCS vom gesamten ATLAS-Experiment eingegangen.


E-11 (B) Suche nach Supersymmetrie in Ereignissen mit Jets undLeptonen unter Zuhilfenahme eines kombinierten statistischenFits zur UntergrundbestimmungStephan Horner


Sollte Supersymmetrie im Bereich der schwachen Energieskala existieren, wird erwartet, dass diedurch Protonkollisionen am LHC paarweise erzeugten supersymmetrischen Teilchen aufgrund ih-rer großen Masse sehr rasch in kaskadenartiger Weise in bekannte Standardmodellteilchen sowiein zwei, nur schwach wechselwirkende, leichteste supersymmetrische Teilchen zerfallen. Unter derAnnahme von R-Paritatserhaltung sind diese beiden stabil und verlassen den Detektor unbeob-achtet.Viele Supersymmetrie-Modelle sagen voraus, dass in besagtem Kaskadenzerfall nicht nur einegroße Anzahl von Jets, sondern auch hochenergetische Leptonen aus schwachen Zerfallen erzeugtwerden. Diese Arbeit konzentriert sich daher auf die Suche nach Supersymmetrie in Ereignissenmit mehreren Jets, fehlender Energie sowie einem isoliertem Elektron oder Muon. Nach Anwen-dung einer Reihe von ausgewahlten Schnitten wird eine deutliche Abweichung eines moglichenSupersymmetriesignals von der Standardmodellerwartung beobachtet. Weiter kann gezeigt wer-den, dass die Forderung nach einer geringeren Anzahl hochenergetischer Jets die Signalsensitivitatfur bestimmte Supersymmetrieszenarien erhoht.Der Hauptuntergrund einer solchen Analyse besteht aus semi- und dileptonisch zerfallendenTop-Quark Paaren und W-Bosonen mit assoziierter Jetproduktion. Um diesen Standardmo-delluntergrund bestmoglich vorherzusagen, wird an einem allgemeinen Softwarepaket fur einenkombinierten statistischen Fit gearbeitet, welcher unter Verwendung von sogenannten Transfer-funktionen geeignete Monte-Carlo Untergrundverteilungen umgewichtet und damit an Daten inmoglichst signalfreien Kontrollregionen anpasst. Die Parameter, von welchen die Transferfunk-tionen abhangen, werden durch die Minimierung einer Likelihoodfunktion optimiert und stellenidealerweise physikalische Großen dar. Durch den gleichzeitigen Fit mehrerer Kontrollverteilungensollen die verschiedenen Beitrage zum Gesamtuntergrund in der Signalregion getrennt vorherge-sagt werden.

E-12 (B) Messung des Top Quark Anteils in Ereignissen mit dreiJets, einem Myon und fehlender transversaler Energie in 1 fb−1

des DØ-ExperimentsAnna Henrichs

Universitat Gottingen, II. Physikalisches Institut

Das Top Quark wird uber zwei Produktionsmechanismen erzeugt. Die dominante Top-Paarpro-duktion ist ein Prozess der starken Wechselwirkung, bei dem entweder zwei Quarks annihilierenoder Gluonen fusionieren und ein Top Quark und ein Antitop Quark erzeugen. Im Gegensatzdazu geschieht die Produktion einzelner Top Quarks uber Prozesse der elektroschwachen Wech-selwirkung, bei denen im Endzustand mindestens ein Bottom Quark und ein Top Quark erzeugtwerden (s- und t-Kanal). Ein weiterer Produktionskanal einzelner Top Quarks in Kombinationmit der Produktion eines W Bosons ist am Tevatron stark unterdruckt, wird jedoch am LHCmessbar sein. Der Zerfall des Top Quarks ist ein Prozess der elektroschwachen Wechselwirkung;im Standardmodell zerfallt es fast ausschließlich in ein Bottom Quark und ein W Boson. DerZerfall des W Bosons klassifiziert dann die Endzustande des Ereignisses je nachdem, wieviele W


Bosonen in zwei Hadronen oder zwei Leptonen zerfallen.In dieser Analyse werden diejenigen Ereignisse der Top-Paarproduktion betrachtet, bei denen ein(semileptonisch) oder beide W Bosonen (dileptonisch) in Leptonen zerfallen, wobei das detektier-te Lepton immer ein Myon ist. Bei der Produktion einzelner Top Quarks werden die Ereignissebetrachtet, in denen das W Boson in ein Myon und ein Neutrino zerfallt.Die Messung des Top Quark Anteils in Ereignissen mit drei Jets und einem Myon ist eine be-sondere Herausforderung, da sowohl in semileptonischen als auch in dileptonischen Ereignisseneine vollstandige Rekonstruktion aufgrund fehlender rekonstruierter Objekte nicht moglich istund Mehrdeutigkeiten aufgelost werden mussen.Monte Carlo Studien zum Verstandnis dieser Ereignisse wurden fur dileptonische und semilepto-nische Top Paar Ereignisse durchgefuhrt und es wurden verschiedene Grunde fur den Verlust vonJets oder Leptonen (Detektoreffekte, Jet-Merging, . . . ) gefunden und statistisch ausgewertet.In unserer Analyse erstellen wir Rekonstruktionsvorlagen fur alle Signalprozesse (Top Paarpro-duktion semileptonisch und dileptonisch, Produktion einzelner Top Quarks im s- und t-Kanal),die auf der Grundlage dieser Monte Carlo Studien konzipiert wurden. Auftretende Mehrdeutigkei-ten in der Zuordnung der Partonen werden durch die Verwendung statistischer Methoden gelostund so die wahrscheinlichste Zuordnung ermittelt. Aus der gleichzeitigen Rekonstruktion allermoglicher Signalhypothesen in einer sogenannten Analysefabrik werden Variablen zur Diskrimi-nierung von Signal und Untergrund gewonnen, die mit Hilfe einer multivariaten Analysetechnik(Boosted Decision Trees) kombiniert werden. Dies fuhrt zu einer Diskriminanten, die die Messungdes Top Quark Anteils mit Hilfe eines Log-Likelihood Fits ermoglichen.

E-13 (C) Top-Wiederentdeckung im dimyonischen tt-Zerfallskanalbei CMSDirk Dammann

DESY

Das Top-Quark wurde 1995 am Tevatron experimentell entdeckt und seitdem in uber tausendEreignissen nachgewiesen. Wenn der LHC-Beschleuniger am CERN bei der geplanten Luminositatvon 10−33cm−2s−1 und einer Schwerpunktsenergie von 14 TeV mit der Datennahme beginnt,wird er voraussichtlich etwa 107 Top-Antitop-Paare pro Jahr erzeugen und damit die erste echteTopfabrik sein. Eines der Experimente am LHC ist der CMS-Detektor, mit dessen Hilfe das Topam LHC zunachst wiederentdeckt und dann Prazisionsmessungen an ihm durchgefuhrt werdensollen.Der Nachweis von tt-Paaren findet in den verschiedensten Zerfallskanalen statt, wobei das Topzunachst fast ausschließlich in ein reelles W-Boson und ein b-Quark zerfallt. Die Kanale werdendurch den weiteren Zerfall der W-Bosonen klassifiziert. Ein Zerfallskanal, der eine fruhe Wieder-entdeckung des Tops in den LHC-Daten verspricht, ist der dimyonische Kanal, bei dem beideW-Bosonen aus den Top- und dem Antitop-Zerfall myonisch zerfallen. Auf diese beiden Myonenkann effektiv getriggert werden. Zusatzlich zeichnet sich in diesem Fall die Ereignissignatur durchzwei b-Jets und fehlende Transversalenergie durch die beiden nicht beobachtbaren Myonneutrinosaus.Zum Analysieren und Unterdrucken des Untergrundes kommen verschiedene Techniken zum Ein-satz. Insbesondere wird davon Gebrauch gemacht, dass sich die Myonen aus den Zerfallen reellerW-Bosonen gegenuber den Myonen aus den meisten QCD-Untergrundereignissen dadurch aus-zeichnen, dass sie isoliert sind, d. h. sich nicht innerhalb von Jets befinden. Dadurch lassen sichsowohl im Spurdetektor als auch im Kaloriemeter diese Myonen von denen aus den meistenUntergrundprozessen trennen.Durch die beiden unbeobachtbaren Neutrinos sind fur die kinematische Rekonstruktion der Signa-


lereignisse zusatzliche Nebenbedingungen notig. Auch dann ist das kinematische Gleichungssys-tem aber noch unterbestimmt, jedoch ist es moglich unter zusatzlicher Annahme eines Modells furdas Energiespektrum der Neutrinos eine wahrscheinlichste Masse des Top-Quarks zu berechnen.

E-14 (A) Messung des tief inelastischen ep-Streuquerschnitts mitdem H1-Detektor in HamburgDavid Fischer

H1 Collaboration, DESY

Ein Forschungsschwerpunkt des H1-Experiments am DESY in Hamburg ist die Bestimmung derStrukturfunktionen F2(x,Q2) und FL(x,Q2) der Elektron-Proton-Streuung. Strukturfunktionenwerden verwendet, um Streuprozesse unabhangig von den involvierten kinematischen Großen(etwa dem Streuwinkel) zu beschreiben. Gleichzeitig enthalten sie wertvolle Informationen uberdie Substruktur des streuenden Teilchens. So lassen sich aus F2(x,Q2) und FL(x,Q2) etwa dieDichten der unterschiedlichen Quarks im Proton (parton density functions) sowie deren Spin undelektrische Ladung bestimmen.Die Bestimmung von F2(x,Q2) erfolgt uber die Messung des tief-inelastischen ep-Streuquer-schnitts (DIS cross section). Bei H1 stand dafur – bis zur Abschaltung von HERA Ende Juni 2007– ein Protonenstrahl von bis zu 920 GeV und ein Elektronenstrahl von 27,6 GeV zur Verfugung,was eine Schwerpunktsenergie von ca. 318 GeV ergab. Die integrierte Luminositat erreichte inden letzten Betriebsjahren etwa 220 pb−1 pro Jahr.Im hinteren Teil des Detektors (d. h. fur Streuwinkel 153o < θ < 177o in Bezug auf den Pro-tonenstrahl) stand ein elektromagnetisches Kalorimeter namens SpaCal zur Verfugung, mit demdie Energie E′ und der Polarwinkel θ des gestreuten Elektrons prazise bestimmt werden konnte.Die Winkelakzeptanz des SpaCal ermoglichte damit eine Messung des DIS-Wirkungsquerschnittsim Bereich 10GeV & Q2 & 120GeV (low Q2 analysis) und 10−1 & x & 3 · 10−4.Die Bestimmung des DIS-Wirkungsquerschnitts ist noch immer sehr aktuell. Einmal, weil in denletzten Jahren die Luminositat deutlich erhoht worden ist. Zum anderen, weil durch die allgemeinsteigenden Rechenkapazitaten die Simulation des Detektors durch Monte-Carlo-Modelle normeFortschritte gemacht hat. Experimentelle Fehler im Bereich von 1% sind ein durchaus realistischesZiel aktueller Analysen.

E-15 (B) Suche nach Leptoquarks mit dem ZEUS-Detektor beiHERAAntje Huttmann

Universitat Hamburg/DESY

Abbildung E.1: Messungen der F2 Funktion (links) sowie DIS-Event bei H1.


Viele Erweiterungen des Standardmodells sagen die Existenz von Bosonen voraus, die sowohlLepton- als auch Baryonzahl tragen, wie z.B. Leptoquarks. In der hier vorgestellten Arbeit wirdnach Leptoquarks der ersten Generation (Kopplung an Fermionen der ersten Generation) imBuchmuller-Ruckl-Wyler-Modell gesucht. Diese Leptoquarks koppeln an Elektronen und Up- oderDown-Quarks (oder deren Antiquarks) und konnen daher am Elektron-Proton-Beschleuniger HE-RA direkt als Resonanzen erzeugt werden. Zerfallen sie nachfolgend wieder in ein Elektron undein Quark, so hat der Prozess dieselbe Signatur wie ein Ereignis des neutralen Stromes in tiefun-elastischer Streuung. Einige Leptoquarks konnen zusatzlich auch an Neutrino und Quark koppelnund dieselbe Signatur wie ein Ereignis des geladenen Stromes in tiefunelastischer Streuung er-zeugen.Fur die besprochene Messung wurden Daten aus den Jahren 2004-2007 analysiert, die mit demZEUS-Detektor aufgenommen wurden. In Ereignissen der tiefunelastischen Streuung mit neu-tralen und geladenen Stromen wird nach Resonanzstrukturen in den Spektren der invariantenMasse von Leptonen und hadronischen Jets gesucht. Es werden nur Ereignisse im Bereich hoherBosonvirtualitat Q2 betrachtet, da in dieser Region der Standardmodell-Untergrund niedrigerist. Weil der Leptoquark-Wirkungsquerschnitt eine starkere Polarisationsabhangigkeit als derStandardmodell-Wirkungsquerschnitt hat, werden Datensatze mit verschiedenen Polarisationender einlaufenden Elektronen separat untersucht.Da in den untersuchten Daten keine Hinweise auf Leptoquark-Signale gefunden wurden, wur-den Grenzen auf die Yukawa-Kopplung (Lepton-Quark-Leptoquark-Kopplung) als Funktion derLeptoquark-Masse bestimmt. Diese Grenzen wurden mit verschiedenen statistischen Methodenberechnet, einer Bayes’schen und einer frequentistischen Methode. Das Leptoquark-Signal wirdhierbei durch Gewichtung des Standardmodell-Monte-Carlos mit dem Verhaltnis der theoreti-schen Wirkungsquerschnitte mit und ohne Leptoquark-Beitrag zum Standardmodell simuliert.Dadurch kann auch die Interferenz zwischen Standardmodell- und Leptoquark-Beitragen beruck-sichtigt werden. Fur die Leptoquarks, die auch an Neutrino und Quark koppeln konnen, wer-den kombinierte Grenzen aus dem Kanal mit neutralen Stromen und dem Kanal mit geladenenStromen bestimmt. Da Leptoquarks nicht nur als Resonanzen produziert, sondern auch virtuellim s- und u-Kanal ausgetauscht werden konnen, konnen auch Grenzen fur die Yukawa-Kopplungfur Leptoquark-Massen oberhalb der HERA-Schwerpunktenergie bestimmt werden.

E-16 (A) Spurbasiertes Alignment des CMS-Spurdetektors mitdem MillepedeII-AlgorithmusKolja Kaschube

Universitat Hamburg

Der Silizium-Spurdetektor des CMS-Experiments ist mit etwa 17.000 Modulen und einer aktivenSiliziumflache von circa 200 m2 der großte jemals gebaute seiner Art. Um eine gute Spurrekon-struktion zu gewahrleisten, muss die Position und Ausrichtung der Module genau bestimmt wer-den (Alignment). Der hierzu angewandte Algorithmus, MillepedeII, minimiert das χ2 von Spurfitsin Abhangigkeit sowohl von Alignment- als auch von Spurparametern. Unter Verwendung vonsimulierten Spuren aus Proton-Proton-Kollisionen wurde bereits gezeigt, dass ein Alignment allerModule des Spurdetektors mit MillepedeII moglich ist. Strategien fur spurbasiertes Alignmentzum Beginn der Datennahme bei CMS werden vorgestellt. Die Berucksichtigung von Messungendes im Spurdetektor installierten Laser Alignment System verspricht eine Verbesserung vor allemin den Endkappen.


E-17 (C) Effizienzbestimmung des Elektrontriggers am Atlas Ex-perimentStefan Mattig

DESY Hamburg

Um die hohen Ereignisraten am LHC auf einige 100 Hz zu reduzieren, ist fur das ATLAS Ex-periment ein 3-stufiges Triggersystem installiert worden. Detaillierte Studien der Effizienz diesesTriggersystems sind fur verschiedene Messungen unbedingt notwendig. In dieser Prasentationwird eine Methode zur Untersuchung der Triggereffizienz des ATLAS Elektrontriggers vorge-stellt. Diese sogenannte ’‘Tag and Probe´’ Methode erlaubt es, die Effizienz allein aus aufge-zeichneten Datenereignissen zu ermitteln. Dazu werden Ereignisse verwendet, in denen offlineein Z0 → e+e−-Zerfall identifiziert wurde. Dieser Vortrag stellt die erwartete Performance desElektrontriggers mit Hilfe der ’‘Tag and Probe‘’ Methode vor. Außerdem wird ein Vergleichder extrahierten Effizienzen mit einer Referenzmethode, sowie deren Anwendbarkeit auf anderePhysik-Prozesse diskutiert.

E-18 (C) Untersuchung der Produktion von Ereignissen mit Top-Quarks am LHCMarkus Marienfeld

Deutsches Elektronen-Synchrotron (DESY)

Der Large Hadron Collider am CERN wird in diesem Jahr den Betrieb aufnehmen, um die Physikjenseits des Standardmodells der Teilchenphysik zu erschließen. Dabei wird mit der Entdeckungdes vorhergesagten Higgs-Bosons gerechnet. Das Top-Quark wird am LHC zum ersten mal ingroßer Zahl produziert werden und seine Eigenschaften mit hoher Prazision vermessen werdenkonnen. Mit einer einfachen Ereignisauswahl sollen Ereignisse mit Top-Quark-Produktion vonden Untergrundprozessen getrennt werden. Es soll untersucht werden, ob dies anhand der erstenDaten des CMS-Detektors moglich sein wird und das Top-Quark rekonstruiert werden kann.

E-19 (B) Messung der D±-Meson Lebensdauer mithilfe des H1-Silizium-Vertexdetektors bei HERAPhilipp Pahl

DESY, Hamburg

Es wird die mittlere Lebensdauer von D±-Mesonen bestimmt. Die Analyse basiert auf Daten, dieaus ep-Kollisionen mit einer Schwerpunktsenergie

√s = 318 GeV entstanden sind. Sie wurden in

den Jahren 2006 und 2007 am H1-Experiment bei HERA (am DESY in Hamburg) aufgezeichnetund entsprechen einer integrierten Luminositat von etwa 170 pb−1. Zur Bestimmung der Lebens-dauer des D± wird der Zerfall D± → K∓π±π± betrachtet. Da das D± unter dem Einfluss derschwachen Wechselwirkung zerfallt, ist der Zerfallsvertex vom Entstehungsort einige Hundert µmsepariert und direkt beobachtbar. Der Vertex wird aus den Spuren der Zerfallsteilchen rekon-struiert. Hierbei wird die sehr gute Auflosung des zentralen Silizium-Vertexdetektors ausgenutzt.Die Anpassungsrechnung zur Bestimmung des Vertex nutzt die Information der Flugrichtungdes D±, um die Zerfallsrichtung einzuschranken. Signalereignisse werden mithilfe rekonstruierterMassenspektren auf einer statistischen Basis vom kombinatorischen Untergrund unterschieden.Bei der zur Bestimmung der mittleren Lebensdauer durchgefuhrten Anpassungsrechnung derLebensdauerverteilung wird die Auflosung der Lebensdauer berucksichtigt.


Das Ergebnis fur die mittlere Lebensdauer des D± lautet:τ = 1042 fs ± 12 fs (stat.) ± 18 fs (syst.).

Das Ergebnis stimmt im Bereich der Fehlergenauigkeit sehr gut mit dem PDG-Wert von τ =(1040±7) fs uberein. Es ist das beste Ergebnis, das bisher bei einem Colliderexperiment bestimmtwerden konnte.Anhand simulierter Daten werden obere Grenzen fur systematische Fehler abgeschatzt und dieAnalysemethode verifiziert. Die Abhangigkeit der Rekonstruktion der Lebensdauer vom Transver-salimpuls und der Zerfallsrichtung des D± wird untersucht. Daruberhinaus wird die Abhangigkeitdes angewendeten Schnittes auf die Unsicherheit der Lebensdauer betrachtet.

E-20 (B) Kalibration der dE/dx Simulation der Zentralen Spur-kammern des H1-DetektorsEva Hennekemper

Kirchhoff Institut fur Physik, Universitat Heidelberg

Beim H1-Experiment am Speicherring Hera sind Protonen mit einer Energie von 920 GeV mit 27.5GeV Elektronen kollidiert. Die Teilchenidentifikation geschah mit den zwei Zentralen Spurkam-mern(CJC1 und CJC2). Die Teilchen ionisieren das Gas in den Spurkammern, wobei die heraus-gelosten Elektronen auf den Signaldrahten registriert werden. Der mittlere Energieverlust(dE/dx)ist proportional zu den gemessenen Pulshohen und kann mit der Bethe-Bloch-Formel beschriebenwerden. Anhand der Geschwindigkeitsabhangigkeit des Energieverlustes und des ebenfalls in denSpurkammern gemessenen Impulses ist eine Identifikation der Teilchen einer Kollision moglich.Fur physikalische Analysen kann die gemessene, rohe dE/dx-Information jedoch erst verwendetwerden, wenn auf Detektoreffekte korrigiert wurde. Die Kalibration und Korrekturen sind furDaten bereits implementiert. Notwendig ist bei einer solchen Analyse auch immer der Vergleichvon den Daten mit Monte Carlo Simulationen. Die dE/dx-Simulation bei H1 beschreibt die Da-ten nicht in allen relevanten Aspekten, so dass die Korrekturen fur die Simulation neu bestimmtwerden mussen.Im Vortrag werden erst mogliche Detektoreffekte vorgestellt, die in den Daten korrigiert wurden.Weiter wird gezeigt, ob die entsprechenden Effekte in der Monte Carlo Simulation berucksich-tigt worden sind und wie diese korrigiert werden. Außerdem wird die neue Parametrisierung desVerlaufs der Bethe-Bloch-Kurve und der Vergleich mit Daten vorgestellt.

E-21 (B) Messung der W -Boson-Helizitat in tt-Ereignissen mitdem CDF II ExperimentThorsten Chwalek

Institut fur Experimentelle Kernphysik, Univ. Karlsruhe

Um die Frage zu klaren, ob das 1995 am Tevatron in Chicago gefundene Top-Quark dem vomStandardmodell der Teilchenphysik vorhergesagten schwersten Fermion entspricht, mussen sei-ne Eigenschaften mit den Vorhersagen der Theorie verglichen werden. Dieser Vortrag behan-delt den Zerfall des Top-Quarks uber die elektroschwache Wechselwirkung. Die große Masse desTop-Quarks fuhrt dazu, dass es keine gebundenen Zustande mit anderen Quarks eingehen kann,bevor es zerfallt. Informationen aus dem Zerfall des Top-Quarks gehen daher direkt auf seineZerfallsprodukte uber und geben Aufschluss uber die Natur der schwachen Wechselwirkung. Eininteressanter Aspekt des Top-Quark-Zerfalls ist die Helizitat der produzierten W -Bosonen. DasStandardmodell macht prazise Vorhersagen fur die Anteile longitudinal und transversal polari-sierter W -Bosonen. In meinem Vortrag werde ich eine Messung dieser Helizitatsanteile vorstellen,


die mit einer vom CDF II Detektor am Tevatron-Beschleuniger in Chicago gesammelten Daten-menge von 1.9 fb−1, durchgefuhrt wurde. Als sensitive Große wurde θ∗, der Winkel zwischen derRichtung des geladenen Leptons im Ruhesystem des W-Bosons und der Richtung des W-Bosonsim Ruhesystem des Top-Quarks, verwendet. Um diesen Winkel fur jedes Ereignis bestimmen zukonnen muss die Kinematik des Top-Antitop-Quark-Paares vollstandig rekonstruiert werden.

E-22 (A) Suche nach exotischen Quark-Kompositionen

Claudia Marino

Institut fur Experimentelle Kernphysik, Univ. Karlsruhe

Die Entdeckung des X(3872) vor funf Jahren warf viele Fragen auf. Aufgrund seiner ungewohnli-chen Eigenschaften wird vermutet, dass es sich um eine neue Sorte gebundener Quark-Zustandehandelt.Seine Quantenzahlen JPC wurden beim Experiment CDF II am Fermilab untersucht, und dieanalysierten gemessenen Daten zeigen die beste Ubereinstimmung fur die Quantenzahlen 1++ und2−+. Alle anderen uberpruften Quantenzahlen wurden ausgeschlossen. Desweiteren wurde unter-sucht, ob die beobachtete Resonanz von zwei unterschiedlichen Teilchen mit ahnlicher Massenhervorgerufen sein konnte.Trotz der bisherigen experimentellen Ergebnisse ist bis heute noch unklar, was die wahre Naturdieses Teilchens ist. Es konnte beispielsweise ein gewohnliches Charmonium sein, dessen Eigen-schaften allerdings nicht mit den Vorhersagen ubereinstimmen. Eine weitere Erklarungsmoglich-keit ist, dass es sich bei dem X(3872) um ein Molekul handelt, eine Komposition aus zwei D-Mesonen, deren Massen exakt die der Resonanz ergeben und deren vorhergesagte Quantenzahlen1++ sind. Moglicherweise handelt es sich aber auch um andere Arten gebundener Zustande,wie beispielsweise Diquark-Antidiquark Kompositionen, Hybride, Glueballs, oder einfach nur umeinen Schwelleneffekt.Weitere Entdeckungen anderer Resonanzen wie des Y(3940) oder des Z(4430) weisen aber eben-falls auf eine neue Sorte gebundener Zustande hin. Vor allen Dingen das positiv geladene Z(4430)schließt die Moglichkeit aus, dass es sich um ein Charmonium handelt, was bedeutet, dass es sichhier nur um eine exotische Quark-Komposition handeln kann. Solche Entdeckungen machen dieCharmonium-Spektroskopie derzeit zu einem sehr interessanten Forschungsfeld. Das gleiche giltfur den Bottom-Sektor, auf den viele theoretische Modelle aus dem Charm-Sektor ubertragbarsind. Es ist also zu erforschen, ob es auch entsprechende Resonanzen mit Bottom-Quarks gibtund welche Eigenschaften sie haben.In meinem Vortrag werden die bisherigen Ergebnisse des CDF II Experiments hinsichtlich dieserneuen Zustande in dem Zerfallskanal Υ(1S)π+π− prasentiert. Eine zum X(3872) analoge Reso-nanz Xb konnte etwa bei der Masse zweier B-Mesonen liegen. Die Methode mittels derer nach demXb gesucht wird, wird anhand der Zerfalle Υ(2S)→ Υ(1S)π+π− und Υ(3S)→ Υ(1S)π+π− uber-pruft. Falls kein Uberschuss an Ereignissen gegenuber der Erwartung an Untergrundereignissenbeobachtet wird, wird ein oberes Limit gesetzt.

E-23 (A) Kalibration der ATLAS-Kalorimeter mit J/ψ-Zerfallen

Carsten Handel

Johannes Gutenberg-Universitat Mainz

Am ”Large-Hadron-Collider“ am CERN werden im Herbst 2008 erste Proton-Proton-Kollisionenerwartet. Der ATLAS-Detektor soll in dieser Zeit bei Energien von zunachst 10 TeV betriebenwerden. In dieser anfanglichen Phase des Betriebs muss das grundlegende Detektorverstandnis


gewonnen werden, das als Fundament fur den spateren Betrieb benotigt wird.Aus Drell-Yan-Prozessen erhalt man Elektron-Positron-Paare in einem weiten Massenbereich. DieResonanzen J/ψ und Υ konnen im niedrigen Energiebereich als Kalibrationspunkte herangezogenwerden, im hohen Energiebereich findet man das Eichboson Z.Es wird nach Zerfallen J/ψ → e+e− gesucht. Die im Vergleich zum Z niedrige Masse des J/ψfuhrt zu verhaltnismaßig kleinen Energien der Elektronen. Neben einer Kalibration mit Hilfe derinvarianten Masse des J/ψ kann die Elektronenidentifikation bei niedrigen Energien untersuchtwerden.In einem zweiten Schritt soll versucht werden, im Vorwartsbereich – wo die Teilchenidentifikationfast ausschließlich im Kalorimeter erfolgen muss – eine Kalibration der Energiemessung vorzu-nehmen. Hierfur soll nach Zerfallen gesucht werden, bei denen ein Elektron im Zentralbereichgetriggert wird und das zweite Elektron mit niedrigem Transversalimpuls im Vorwartsbereichrekonstruiert wird.Die direkte Produktion pp → J/ψ(e+, e−)X weist – unter Forderungen eines minimalen Trans-versalimpulses der Elektronen – einen hohen Wirkungsquerschnitt von etwa 0.1 µb auf. Im Jahr2008 rechnet man mit einer integrierten Anfangsluminositat von etwa 10 pb−1. Insgesamt kannman dann – nach Einrechnung von Triggereffizienzen und Rekonstruktionsakzeptanzen – nochmit O

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detektierten Zerfallen J/ψ → e+e− rechnen. Damit scheinen Kalibrationen im Zen-tralbereich realistisch.

E-24 (B) Messung der Top-Quark-Masse in dileptonischenEndzustanden mit der Matrix-Element-Methode beim DØ-ExperimentAlexander Grohsjean

Ludwig-Maximilians-Universitat Munchen

Seit der Entdeckung des Top-Quarks am Tevatron-Beschleuniger im Fruhjahr 1995 wurde seineMasse mit immer hoherer Prazision und besseren Methoden gemessen. Hatte die erste Messungnoch eine Unsicherheit von knapp 13 GeV, so betragt sie heute nur noch etwa 1,3 GeV. Mit einerMasse von 172,6 GeV ist das Top-Quark das schwerste der bisher beobachteten Elementarteilchenund spielt damit potentiell eine Schlusselrolle jenseits des Standardmodells.Vorgestellt wird die erste Messung der Top-Quark-Masse mit der Matrix-Element-Methode imdileptonischen Kanal beim DØ-Experiment. Die am Tevatron-Beschleuniger bei einer Schwer-punktsenergie von 1,96 TeV erzeugten Top-Antitop-Paare zerfallen hierbei in zwei leptonisch zer-fallende W-Bosonen und zwei b-Quarks. Die Matrix-Element-Methode ist das bisher prazisesteVerfahren zur Messung der Top-Quark-Masse. Fur jedes selektierte Ereignis werden die Wirkungs-querschnitte der Signal- und Untergrundprozesse unter Berucksichtigung der Detektorauflosungberechnet. Hierdurch kann die vollstandige kinematische Information aus den Ereignissen zurMessung verwendet werden. Die vorgestellte Analyse basiert auf dem vollen DØ-Datensatz, waseiner integrierten Luminositat von 2,8 fb−1 entspricht.Nach einer kurzen Einfuhrung in die Matrix-Element-Methode und die Besonderheiten im di-leptonischen Kanal werden MC-Studien sowie die Messung vorgestellt. Im Anschluss werden diesystematischen Unsicherheiten diskutiert.


E-25 (B) Messung des baryonischen B-Zerfalls B 0 → Λ+c pK

−π+ mitdem BABAR -ExperimentTorsten Leddig

Institut fur Physik, Universitat Rostock

Im BABAR Experiment am PEP-II-Speicherring am SLAC werden Elektronen und Positronenmit einer Strahlenergie von 9.0 GeV bzw. 3.1 GeV zur Kollision gebracht. Die Strahlenergienwurden hierbei so gewahlt, dass die Schwerpunktsenergie bei 10.58 GeV, der Masse der Υ(4S)-Resonanz, liegt. Diese zerfallt zu uber 96% in BB -Paare, somit ist BABAR ein ideales Werkzeugzur Untersuchung von B-Zerfallen. Durch die asymmetrischen Strahlenergien sind die produ-zierten B-Mesonen im Laborsystem nicht in Ruhe, sondern erfahren einen Boost in Richtungdes Elektronenstrahls. Dieser Boost ermoglicht eine Trennung der Zerfallsvertices der beiden B-Mesonen fur die prazise Messung von Parametern der CKM-Matrix.BABAR hat wahrend seiner Laufzeit einen Datensatz von etwa 500 · 106 BB -Paaren gesammelt.In Rostock beschaftigen wir uns mit der Untersuchung von B-Mesonenzerfallen in baryonischeEndzustande, welche mehr als 6% aller B-Zerfalle ausmachen.Im Vortrag wird die Analyse des Zerfalls B 0 → Λ+

c pK−π+ vorgestellt. Der Vergleich dieses

Zerfallskanals mit dem Zerfall B 0 → Λ+c pπ

−π+, welcher auch in Rostock analysiert wird, sollteRuckschlusse auf die Baryonproduktionsmechanismen erlauben.Die naive Erwartung ist, dass der einzige Unterschied zwischen diesen beiden Zerfallen dieCabibbo-Unterdruckung ist. Jedoch zeigt sich, dass die Zerfalle insbesondere in den resonantenUnterkanalen Unterschiede aufweisen. So kann der Cabibbo bevorzugte Kanal uber Σ0

c- und Σ++c -

Resonanzen zerfallen, wahrend die Σ0c-Resonanzen bei dem vorgestellten Zerfall nicht moglich

sind. Der Vergleich beider Zerfalle, sollte somit Ruckschlusse auf die dominanten Zerfallsgraphenerlauben.

E-26 (A) Suche nach geladenen Higgs Bosonen in Top-QuarkZerfallenYvonne Peters

Universitat Wuppertal

Der Wirkungsquerschnitt fur Top-Quark Paarproduktion σtt ist im Standardmodell der Teilchen-physik mit hoher Prazision bekannt. Zerfalle des Top-Quarks in exotische Teilchen konnen zu einerAbweichung des gemessenen Top-Quark Paarproduktionswirkungsquerschnitts in verschiedenenEndzustanden fuhren.In vielen Erweiterungen des Standardmodells, wie zum Beispiel Supersymmetrie, wird die Exis-tenz von mindestens zwei Higgsdubletts gefordert. Diese Modelle sagen zusatzliche Higgsteilchenvoraus, unter anderem geladene Higgs-Bosonen (H±). Ist das geladene Higgs-Boson leichter alsdas Top-Quark, so kann es im Zerfall des Top-Quarks auftauchen. Die Zerfallsrate des geladenenHiggs-Bosons weicht von der des W -Bosons ab. Daher kann in einem definierten Endzustand dergemessen Wirkungsquerschnitt σtt durch die Existenz des geladenen Higgs-Bosons stark von derStandardmodell Erwartung abweichen.Basierend auf den Messungen des Top-Quark Paarproduktionswirkungsquerschnitts in verschiede-nen Endzustanden von tt Zerfallsmoden suchen wir nach geladenen Higgs-Bosonen im Topzerfall.Im Standardmodell zerfallt das Toquark zu fast 100% in ein W -Boson und ein Bottom-Quark. DieSignatur von tt Ereignissen wird vollstandig von den W -Boson Zerfallsmoden bestimmt. Wir be-trachten den vollstandig leptonischen, den semi-leptonischen und den τ plus Lepton Endzustand.Zwei Modelle werden dabei untersucht: Ein tauonisches Modell, in dem das geladene Higgs-Boson


in Tauon und Neutrino zerfallt, sowie ein leptophobes Modell, in dem das geladene Higgs-Bosonin ein Charm und Strange-Quark zerfallen muß.Der Vortrag gibt einen Einblick in die Analysestrategie und beschreibt die verwendeten Kanale.Da keine Anzeichen fur ein geladenes Higgs-Boson gefunden wurden, werden fur beide Model-le Ausschlussgrenzen der Zerfallswahrscheinlichkeit t → H+b berechnet. Beide Modelle konnenim Hinblick auf das Minimale Supersymmetrische Standardmodell (MSSM) interpretiert wer-den. Fur das tauonische Modell konnen die Ausschlussgrenzen der Zerfallswahrscheinlichkeit inGrenzen der Massen des geladenen Higgs-Bosons fur hohe Werte von tanβ, dem Verhaltnis derVakuumerwartungswerte der beiden Higgsdubletts, uminterpretiert werden.

E-27 (B) Suche nach tt-Resonanzen

Thorsten Schliephake

Bergische Universitat Wuppertal

Das Top Quark hat bei weitem die großte Masse aller bekannten Fermionen. Schwere, bislangunbekannte Resonanzen konnten eine Rolle in der Top Paar Produktion spielen und einen Re-sonanzteil zum Standardmodel Mechanismus liefern. Solche resonanten Produktionen sind z.B.fur massive Z-artige Bosonen in erweiterten Eich-Theorien, Kaluza-Klein-Zustanden des Gluonsoder Zs, Axigluonen, Topcolor, Gravitonen oder anderen Modellen jenseits des Standardmodellsvorhergesagt. Unabhangig vom konkreten Modell sollte ein solcher Produktionsmechanismus inder invarianten Massenverteilung des tt-Paares sichtbar sein.In dieser Analyse ist eine modellunabhangige Suche nach schmalen schweren Resonanzen durch-gefuhrt worden, die in tt Paare zerfallen. Im Rahmen des Standardmodells zerfallt das Top Quarkzu nahezu 100% in ein W Boson und ein b Quark. Die Signatur des tt Ereignisses ist vollstandigdurch den Zerfall der W Bosonen bestimmt. In dieser Analyse betrachten wir den Lepton+JetsKanal, in dem ein W leptonisch in ein Elektron oder Myon plus Neutrino, das andere hadronischin 2 Jets zerfallt. Die Ereignissignatur ist ein isoliertes Lepton (e oder µ) mit hohem Transversa-limpuls, große fehlende Transversalenergie durch das nicht detektierte Neutrino und mindestensdrei Jets, von denen 2 von der Hadronisierung der b Quarks stammen sollten.Der analysierte Datensatz entspricht den von DØ gesammelten Daten zwischen August 2002 undJuli 2007. Er entspricht 2115 pb−1 im e+jets und 2073 pb−1 im µ+jets Kanal. Das Signal-zu-Untergrund-Verhaltnis ist durch die Verwendung eines Neuralen Netzwerkes zur b-Tag-Findungverbessert. Nach dem b-tagging ist der dominante physikalische Untergrund des Resonanzsignalsdie Standardmodell Top-Paar-Produktion. Kleinere Beitrage stammen von direkter Produktionvon W Bosonen mit drei oder mehr zusatzlichen Jets, wie auch von QCD-Untergrundprozessen,die isolierte Leptonen vortauschen. Die Suche nach der Resonanz wird durch die Untersuchungder rekonstruierten Top Paar Masse durchgefuhrt.Um Massenlimits anzugeben, wurde in dieser Studie ein topcolor Modell gewahlt, dass auchvorher schon von CDF und DØ zum Vergleich benutzt wurde. In diesem Modell wird die hoheTop Masse durch die Formierung eines dynamischen tt-Kondensates X erzeugt, welches durcheine neue starke Eichkraft, die bevorzugt an die dritte Quark Generation koppelt, erzeugt. Ineinem speziellen Modell, dem topcolor-assisted technicolor, koppelt X schwach und symmetrischan die erste und zweite Generation und stark nur an die dritte Generation, ohne Kopplung anLeptonen. Dieses Modell erwartet einen hoheren Wirkungsquerschnitt fur Top Paar Produktionals das Standardmodell.Ausschlussgrenzen auf σX×B(X → tt) wurden benutzt um ein Limit auf die Masse einer solchentopcolor Z’ Resonanz anzugeben. Die neusten Ergebnisse ergeben ein Limit von MZ′ > 690 GeVfur eine Resonanz mit ΛX = 0.012MX .


E-28 (A) Studien einzelner Top-Quarks bei ATLAS

Clemens Lange

Deutsches Elektronen-Synchrotron DESY (Zeuthen)

Das Top-Quark wurde im Jahr 1995 am Tevatron entdeckt und spielt aufgrund seiner hohen Mas-se eine besondere Rolle in der Elementarteilchenphysik. Neben der Top-Antitop-Paarproduktionsagt das Standardmodell auch die elektroschwache Produktion einzelner Top-Quarks vorher. AmTevatron wurden dafur bereits erste Hinweise entdeckt. Fur den Proton-Proton-Collider LHCergeben storungstheoretische Berechnungen in nachstfuhrender Ordnung einen Wirkungsquer-schnitt von 323 pb, der sich auf drei verschiedene Produktionsmechanismen (t-Kanal, s-Kanalund Wt-Produktion) aufteilt. Damit werden bei einer Schwerpunktsenergie von 14 TeV und einerDesignluminositat von 1034 cm−2s−1 mehrere Millionen einzelne Top-Quarks pro Jahr erwartet.Dies wurde beispielsweise eine direkte Messung des CKM-Matrixelements |Vtb| erlauben und soHinweise auf eine mogliche vierte Generation liefern oder diese ausschließen.Allerdings gestaltet sich die Selektion der Ereignisse aufgrund der topologisch ahnlichen Signaturvon Top-Antitop-Ereignissen sowie Ereignissen mit W -Bosonen und Jets, deren Wirkungsquer-schnitte viel großer sind, sehr schwierig. Als vielversprechendster Kandidat mit einem Wirkungs-querschnitt von 246 pb erweist sich die t-Kanal-Produktion. Meine Arbeit beschaftigt sich mitder moglichst effizienten Selektion der einzelnen Top-Quarkereignisse sowie der Studie der vor-handenen Untergrunde und der systematischen Unsicherheiten.

T Theorie

T-1 (A) Ist die Vakuumstabilitatsschranke im Higgs-Yukawa Mo-dell ultraviolett-sensitiv?Charlotte Hellmann

Institut fur Theoretische Physik E, RWTH Aachen

Schleifenkorrekturen zum effektiven Potential des Standardmodells konnen im Falle eines hinrei-chend leichten Higgs zur Instabilitat des elektroschwachen Minimums fuhren. Aus der Forderung,diese Instabilitat bis zu einer gegebenen Energieskala zu vermeiden, wird die untere Massen-schranke an das Higgs abgeleitet. Anhand des Higgs-Yukawa Modells eines an N masselose Di-racfermionen gekoppelten reellen skalaren Feldes lassen sich die wesentlichen Eigenschaften derVakuumstabilitat untersuchen. Die renormierungsgruppenverbesserte Version des effektiven Po-tentials auf Einschleifenniveau zeigt fur leichte Higgsmassen hier ebenfalls eine Instabilitat. Dementgegen steht die in [1] getroffene Aussage, die Instabilitat stelle einen Artefakt einer an der Insta-bilitatsenergieskala aufgrund der Vernachlassigung von cut-off Effekten unzulassigen Behandlungdes Problems dar, wobei in korrekter Behandlung keine Instabilitat des elektroschwachen Mini-mums auftreten konne. Diese Aussage wird in diesem Vortrag genauer uberpruft.Fur einen leichten Higgsmassenparameter, fur den Vakuuminstabilitaten in einem Bereich von1-10 TeV im Higgs-Yukawa Modell auftreten, liegt die Instabilitatsskala um Großenordnungenunterhalb der Trivialitatsgrenze der Theorie, an der die Einschleifenapproximation ihre Gultig-keit verliert. Wird das Higgs-Yukawa Modell als eine effektive Theorie behandelt, so lasst sichdurch Hinzufugen eines oberhalb der Instabilitatsskala an das Higgs koppelnden schweren reel-len skalaren Feldes eine stabile Theorie konstruieren, in der das elektroschwache Minimum nichtdas absolute Minimum des effektiven Potentials darstellt. Weiterhin garantiert eine hinreichendgroße Separation zwischen Trivialitats cut-off und der Skala des neuen, absoluten Minimums derTheorie, dass die storungstheoretische Behandlung zulassig und die Aussage uber die Stabilitatder vollen Theorie gerechtfertigt ist. Wie zu erwarten, hangen die Schlußfolgerungen uber dieInstabilitat des elektroschwachen Vakuums nicht von Neuer Physik oder cut-off Effekten ab, dieweit oberhalb der Instabilitatsskala liegen.

[1] Z. Fodor, K. Holland, J. Kuti, D. Nogradi and C. Schroeder, PoS LAT2007 (2007) 056[arXiv:0710.3151 [hep-lat]].

T-2 (C) Nicht-perturbative Behandlung der laufenden Kopplung(αs) der starken KraftFatih Tekin

Institut fur Physik, Humboldt-Universitat

Das Standardmodell der Elementarteilchen enthalt drei der vier bekannten Naturkrafte, namlichdie starke, schwache und die elektromagnetische Kraft. Die Gravitationkraft ist aus Grunden der

T Theorie 35

Nicht-Renormierbarkeit im Standardmodell nicht enthalten. Die Wechselwirkung zwischen denfundamentalen Teilchen, den Quarks, der QCD, der Theorie der starken Kraft, wird durch dieacht Gluonen ubertragen. Es gibt drei Quarkfamilien mit jeweils zwei Quarksorten. Im Gegen-satz zur QED ist diese Theorie nicht-abelsch was die Behandlung enorm erschwert. Aus der QEDkennt man das Phanomen der Vakuumpolarisation. Beispielsweise bilden sich um ein Elektron imVakuum Elektron-Positron-Paare, die die tatsachliche Ladung des Elektrons abschirmen. DieserEffekt fuhrt dann dazu, dass die Kopplungskonstante der QED abhangig ist auf welcher Skalaman sie betrachtet, d.h. die Kopplung ”lauft“. Denselben Effekt beobachtet man auch in derQCD. Die Kopplungskonstante αs ist abhangig von der Energieskala auf der man sie betrach-tet. Im Hochenergiebereich kann man die laufende Kopplung mit perturbativen Methoden gutbeschreiben aber im Niederenergiebereich, wo die Kopplung αs ∼ 1 wird, versagt die Storungs-theorie. Man muss nun nicht-perturbative Methoden finden um die Kopplung und andere Effektein diesem Bereich zu untersuchen. 1971 schlug K. Wilson in seiner beruhmten Veroffentlichung

”Confinement of Quarks“ vor die Raumzeit auf einem vierdimensionalen kubischen Gitter abzu-bilden. In dieser diskreten Welt lebten die Quarks auf den Gitterpunkten (sites) und die Eichfelderbzw. die Gluonen auf den Verbindungslinien (links) zwischen den Gitterpunkten. Dies war dieGeburtsstunde der Gittereichtheorien und eine neue Ara von Untersuchungsmethoden brach an.Die Vorhersagen der Gittereichtheorie bzw. Lattice QCD stimmt sehr gut mit dem Experimentuberein. Somit hatte man eine nicht-perturbative Moglichkeit um fundamentale Parameter derQCD (z.B. die laufende Kopplung) in Monte-Carlo Simulationen zu untersuchen.

T-3 (B) Ausgedehnte Mesonen in der staggered Gitter QCD

Anthony Francis

Universitat Bielefeld

Die besonders reichhaltige nicht-storungstheoretische Struktur der starken Wechselwirkung er-fordert nicht-perturbative Ansatze, ihre Effekte theoretisch zu greifen. Einen solchen Ansatz gibtdie Quantenfeldtheorie im Rahmen der Gitterregularisierung und im speziellen die numerischeSimulation derselben mittels Monte Carlo Methoden. Insgesamt liegt so ein mathematisch rigo-roses Werkzeug vor, eben jene storungstheoretisch nicht erreichbaren Effekte, wie z.B. das QuarkConfinement, die Eigenschaft, die Quarks in Mesonen und Baryonen bindet, zu untersuchen.Die fortlaufende Optimierung der Algorithmen, sowie viele Neuerungen und Forschungen im Be-reich des ”parallel computing“, gekoppelt mit immer leistungsfahigeren Supercomputern ermogli-chen es heutzutage, auch bei oder sehr nahe bei physikalischer Quarkmasse zu rechnen. So lassensich inzwischen sogar numerische Ergebnisse mit solchen aus hochprazisen, experimentellen Mes-sungen mit Abweichungen von wenigen Prozent vergleichen.Dabei werden zunehmend verbesserte Wirkungen zum Einsatz gebracht, deren eine Klasse dieder ”staggered“ oder ”Kogut-Susskind“ Wirkungen stellt. In dieser Art Wirkung ist es moglich,das durch die Gitterregularisierung verursachte ”species doubling“, also die Vervielfachung derphysikalischen Quarkspezies, von sechzehn auf vier Spezies zu reduzieren und zugleich eine chiraleU(1) Symmetrie zu erhalten.Hand in Hand mit realistischer werdenden Simulationen gestaltet es sich jedoch als immer schwie-riger, im Mesonspektrum ein brauchbares Signal-zu-Rauschen Verhaltnis zu erhalten. Das Me-sonspektrum und insbesondere dessen Grundzustande werden berechnet aus der auf dem Gittergefundenen Korrelationsfunktion zweier Mesonoperatoren. Im staggered Formalismus fuhrt dieszu einer zweifachen Entartung, so daß je zwei Paritatspartner zu jeder Korrelationsfunktion bei-tragen und die Bestimmung des Spektrums weiter erschwert wird.Die bislang am weitest verbreiteten und am meisten gewahlten Mesonoperatoren, bestehend ausQuarks und Antiquarks, sind dabei punktformig. Um das Signal-zu-Rauschen Verhaltnis zu ver-


bessern, ist es jedoch erstrebenswert, die Operatoren so zu konstruieren, daß sie die tatsachlichen,physikalischen Mesonen moglichst gut modellieren.Eine bereits in anderen Gitter Diskretisierungen fur Fermionfelder erfolgreich angewendete Mog-lichkeit dies zu erreichen, ist, ihnen ein Ausmaß zu geben, eine physikalische Ausdehnung, ohnedie Symmetrien der Wirkung zu verletzen.Diese Moglichkeit im Rahmen der staggered Wirkung zu studieren liegt im Zentrum meiner Ar-beit, Formulierung sowie Ergebnisse werden im Vortrag kurz erlautert.

T-4 (C) Zusammenhange zwischen GPDs und TMDs

Stephan Meißner

Theoretische Physik II, Ruhr-Universitat Bochum

Ein wesentliches Hilfsmittel bei der Beschreibung hadronischer Prozesse stellen sogenannte Par-tonverteilungen dar, welche angeben, wie sich Hadronen aus den elementaren Freiheitsgraden derQCD, den Quarks und den Gluonen, zusammensetzen. Abhangig vom betrachteten Prozess sindjedoch verschiedene Arten von Partonverteilungen relevant. So werden zur Beschreibung har-ter exklusiver Prozesse, wie beispielsweise tiefvirtueller Compton-Streuung (DVCS), sogenann-te verallgemeinerte Partonverteilungen (GPDs) verwendet, wohingegen zur Beschreibung hartersemi-inklusiver Prozesse, wie beispielsweise semi-inklusiver tiefinelastischer Streuung (SIDIS),sogenannte transversalimpulsabhangige Partonverteilungen (TMDs) verwendet werden.Insgesamt wird also eine Vielzahl unterschiedlicher Partonverteilungen benotigt, so dass es wun-schenswert erscheint, die Anzahl der voneinander unabhangigen Verteilungen zu reduzieren.Tatsachlich scheint es neben einigen trivialen Zusammenhangen zwischen GPDs und TMDs auchbestimmte nicht-triviale Zusammenhange zu geben, wobei derjenige zwischen der GPD E undder TMD f⊥1T (Sivers-Funktion) sicherlich der bekannteste ist. Zum gegenwartigen Zeitpunkt istdie Existenz dieser nicht-trivialen Zusammenhange jedoch lediglich in fuhrender Ordnung in Mo-dellrechnungen gesichert. Neuere modellunabhangige Analysen unter Verwendung sogenannterverallgemeinerter transversalimpulsabhangiger Partonverteilungen (GTMDs) scheinen hingegeneher darauf hinzudeuten, dass die nicht-trivialen Zusammenhange zwischen GPDs und TMDsnicht bzw. nur approximativ existieren.In diesem Vortrag soll ein kurzer Uberblick uber den aktuellen Stand auf dem Gebiet der Zusam-menhange zwischen GPDs und TMDs gegeben werden. Ein besonderes Augenmerk wird dabeiauf Methoden zum Auffinden sowie Uberprufen dieser Zusammenhange liegen.

T-5 (A) Higgs-Suche am LHC

Marja Hanussek


Das (durch Neutrinomassen erweiterte) Standardmodell ist die fundamentalste und am genaues-ten getestete Theorie der Teilchenphysik bei bisher erreichbaren Schwerpunktsenergien in Be-schleunigerexperimenten. Der einzige Teil des Modells, fur den experimentelle Verifizierung nochaussteht, ist das Higgs-Teilchen. Der Higgsmechanismus hat sich als ein außerst nutzliches ma-thematisches Konzept im feldtheoretischen Zugang zur Teilchenphysik erwiesen und somit ist dieSuche nach dem Higgs ein wichtiges Thema am LHC. Trotz aller Erfolge des Standardmodelladressiert erst dessen supersymmetrische Erweiterung, das minimale supersymmetrische Stan-dardmodell, das Hierarchieproblem und liefert vielversprechende Kandidaten fur Dunkle Materie.In diesem Licht werde ich in diesem Vortrag erfolgversprechende Produktions- und Verfallspro-zesse des Higgs-Teilchens im Standardmodell und im minimal supersymmetrischen Standardmo-

T Theorie 37

dell gegenuberstellen und auf den aktuellen Stand der theoretischen und experimentellen Ein-schrankungen an die Higgs-Masse(n) im (minimal supersymmetrischen) Standardmodell einge-hen.

T-6 (C) Dynamische Partondistributionsfunktionen der Nukleo-nenPedro Jimenez-Delgado

Theoretische Physik IV, TU Dortmund

Unter Verwendung neuer DIS-Messungen sowie Daten von Dileptonen und High-ET -Jet-Produk-tion bestimmen wir die dynamischen Partonverteilungen von Nukleonen, die insbesondere imkleinen Bjorken-x Bereich radiativ aus positiven valenzartigen Verteilungen bei einer optimal-gewahlt niedrigen Resolutionsskala erzeugt werden. Diese Verteilungen werden mit ”standard“-Distributionen aus positiven Verteilungen bei fester und hoherer Resolutionsskala verglichen. Eswird gezeigt, dass die Unsicherheiten der dynamischen Verteilungen wie erwartet kleiner als dieder ”standard“-Verteilungen sind. Das stimmt besonders in der Region von extrem kleinen x, diefur die Berechnung von ultrahochenergetischen Querschnitten in astrophysikalische Anwendungenrelevant ist. Unsere neuen dynamischen Verteilungen sind, im Rahmen der Unsicherheiten, mitfruheren dynamischen Partonverteilungen (GRV ) kompatibel.

T-7 (A) Phanomenologie von GUT-Modellen ohne Doublet-Triplet-SplittingFelix Braam


Große Vereinheitlichte Theorien mit E6 Eichsymmetrie gelten als viel versprechende Niederener-gieszenarien von String-Theorien. Fur jede Generation enthalt die fundamentale 27 Darstellungder E6 neben den Quark- und Leptonenfeldern ein up- und down-Type Higgs-Superfeld, Lepto-quarks D,Dc, sowie ein Singlet unter der Standardmodell-Eichgruppe S, wie es auch im ”Next-to-minimal supersymmetric standard model“ auftritt.Aufgrund der Leptoquarks an der TeV-Skala (”chiral exotics“) gibt es in solchen Theorien keineVereinigung der Eichkopplungen in einem Punkt, sondern uber eine intermediare Pati-Salam-Gruppe oberhalb von 1015 GeV eine Vereinigung zur vollen E6 knapp unterhalb der Planck-Skala.Der Vortrag beschaftigt sich mit den Implikationen einer solchen Theorie fur die Physik an derTeV-Skala. Das Niederenergiespektrum muss konsistent mit den Symmetriebedingungen an denVereinigungsskalen sein, was durch die Losung der Renormierungsgruppengleichungen erreichtwird, sowie die experimentellen Schranken an die Massen und Kopplungen neuer exotischer Teil-chen berucksichtigen. Ein weiterer Schwerpunkt liegt auf der Phanomenologie dieser Modelle amLHC, die mittels einer Implementierung in den Eventgenerator WHIZARD studiert wird.

T-8 (B) Λb-Lichtkegel-Distributionsamplituden

Christian Hambrock

Theorie-Gruppe, DESY

Bei der Berechnung baryonischer Zerfalle sind die partonischen Verteilungsfunktionen von be-sonderer Bedeutung. Sie geben an, mit welcher Impulsverteilung ein bestimmter partonischerZustand auftritt. Die Vorgehensweise bei der Berechnung ist von den Energieskalen des betrach-


teten Prozesses abhangig (wie zum Beispiel das ”infinite momentum frame“ eine gute Naherungbei Protonkollisionen mit hoher Energie ist). Bei Zerfallen mit nur einem beteiligten schwerenQuark ist die Energieskala des Prozesses durch dessen Masse gegeben. Die Masse des b-Quarksbetragt etwa mb ≈ 4, 5 GeV und liegt damit signifikant uber der Skala der BindungsenergieΛQCD ≈ 300 MeV. Eine Entwicklung in ΛQCD

mb≈ 1

15 ist damit zweckmaßig. Diese Entwicklungheißt ”Heavy Quark Effective Theory“ (HQET). Die Terme erster Ordnung spielen bei den meis-ten Rechnungen eine untergeordnete Rolle und konnen vollstandig vernachlassigt werden. Indieser Naherung ergeben sich wesentliche Vereinfachungen, wie zum Beispiel eine unterdruckteSpin-Wechselwirkung der leichten Quarks mit dem schweren Quark. Weiterhin werden die An-nahmen gemacht, dass die Quarks sich aufgereiht auf einer lichtartigen Linie befinden (daherLichtkegel-Distributionsamplitude (LCDA)) wodurch transversale Komponenten verschwinden.Außerdem wird angenommen, dass die Valenzquarks den dominanten Beitrag zum Zerfall bei-steuern (Valenzquarkapproximation). Zur Modellierung des QCD-Vakuums werden schließlichQCD-Summenregeln verwendet. Die Fragen an denen sich der Vortrag orientieren soll sind:

• Welche Rolle spielen die Verteilungsfunktionen bei hadronischen Zerfallen?

• Wie sehen die Matrixelemente aus, die die Partonverteilung in den gegebenen Naherungenbeschreiben?

• Wie lassen sich die Matrixelemente unter Einbindung des QCD-Vakuums mitQCD-Summenregeln storungstheoretisch behandeln?

T-9 (C) Confinement in Polyakov-Eichung mit Methoden derFunktionalen RenormierungsgruppeLisa Marie Haas

Institut fur Theoretische Physik, Universitat Heidelberg

Die mikroskopischen dynamischen Freiheitsgrade, Quarks und Gluonen, beobachtet man in derQuantenchromodynamik bei niedrigen Energien nicht, da diese in Hadronen, Mesonen und Ba-ryonen (wie z.B. Pionen, Protonen, etc.) eingeschlossen sind. Dieser Einschluss wird als ”Confi-nement“ bezeichnet. Bei hohen Energien und Dichten erwartet man einen Phasenubergang ausdieser Confinement-Phase in die Deconfinement-Phase, in der Quarks und Gluonen frei auftreten.QCD ist die Theorie der starken Wechselwirkung. Im Gegensatz zur QED strebt die Kopp-lungskonstante der QCD fur hohe Energien gegen sehr kleine Werte, dies bezeichnet man alsasymptotische Freiheit. Storungsrechnung, die ubliche Methode der QFT, lasst sich deshalb imHochenergiebereich anwenden. Im Niederenergiebereich und im Bereich des Phasenubergangswird die Kopplung groß und in Folge versagt Storungstheorie.Um eine vollstandige Beschreibung im nicht-storungstheoretischen Regime zu erhalten, muss mansich anderen Methoden zuwenden, wie z. B. der Funktionalen Renormierungsgruppengleichung furdie effektive Mittelungswirkung Γk. Sie beschreibt die Skalenabhangigkeit von Γk, das nur Fluk-tuationsmoden mit Impulsen großer als die Skala k beinhaltet. Ist die mikroskopische WirkungΓk→∞ = S bekannt, so gelangt man durch Integration uber k zur effektiven Wirkung Γk→0 = Γ,welche die volle Information uber das System, inklusive aller Quantenfluktuationen, enthalt. Ver-anschaulicht kann man sich dies folgendermaßen vorstellen: man betrachtet die Dynamik einerTheorie durch ein Mikroskop, dessen Auflosung man schrittweise verschlechtert. Dadurch siehtman eine effektive Dynamik auf großen Skalen, die von den mikroskopischen Freiheitsgraden

”nichts mehr weiß“.Diese Methode wenden wir auf den Confinement-Deconfinement-Phasenubergang an, indem wirden Fluss des effektiven Potenzials fur den Ordnungsparameter des Phasenubergangs berechnen.

T Theorie 39

Der Ordnungsparameter ist durch den Polyakov-Loop 〈L〉 gegeben, der durch die freie Energie Fqeines statischen Quarks (mq =∞) bestimmt ist: 〈L〉 ∝ e−Fq . Ist man in der Confinement-Phase,so strebt Fq gegen∞ und der Erwartungswert des Polyakov-Loops verschwindet 〈L〉 = 0. Befindetman sich allerdings in der Deconfinement-Phase, so ist Fq endlich und damit auch 〈L〉 6= 0. DerFluss des effektiven Potenzials ermoglicht eine Vorhersage der kritischen Temperatur Tc und derkritischen Exponenten des Phasenubergangs.

T-10 (A) Yukawa-Vereinheitlichung und Dunkle Materie in super-symmetrischer SO(10)Markus Haider

Universitat Innsbruck

Trotz des großen Erfolges des ”Standardmodells der Teilchenphysik“(SM) besteht die allgemeineUberzeugung, dass dieses Modell nur Teil einer allgemeineren Theorie ist. Die attraktivste Erwei-terung des SM ist die sogenannte Supersymmetrie (SUSY). Als Symmetrie zwischen Fermionenund Bosonen fordert SUSY die Existenz eines Partnerteilchens zu jedem uns schon bekanntenTeilchen. Diese Superpartner sollten aufgrund theoretischer Uberlegungen Massen im TeV Be-reich haben, und sollten somit am Large Hadron Collider (LHC) am CERN entdeckt werdenkonnen. Zudem ist das leichteste SUSY-Teilchen ein hervorragender Kandidat fur die DunkleMaterie.Das SM wie auch die einfachsten supersymmetrischen Modelle basieren auf der SymmetriegruppeSU(3)xSU(2)xU(1). Diese Symmetriegruppe soll in den Rahmen einer großeren, vereinheitlichtenSymmetriegruppe eingebettet werden. Eine ausgezeichnete Moglichkeit hierfur ist die GruppeSO(10), in der zudem alle Materiefelder in einer gemeinsamen Reprasentation erscheinen.In meiner Arbeit suche ich nach Regionen im supersymmetrischen Parameterraum, welche ei-ne zu den WMAP-Messungen kompatible dunkle Materiedichte aufweisen, und gleichzeitig ander GUT-Skala uber vereinheitlichte Yukawakopplungen verfugen. Aus diesen Parameterregio-nen konnen dann Vorhersagen fur Experimente am LHC abgeleitet werden. Aufgrund der hohenDimensionalitat des Parameterraums mussen effiziente Methoden wie die Markovketten-Monte-Carlo Technik verwendet werden.

T-11 (C) LHC-Phanomenologie higgsloser Modelle in Vektorbo-sonfusionChristoph Englert

Institut fur Theoretische Physik, Univ. Karlsruhe

Auf dem Randall-Sundrum Szenario I basierende higgslose Modelle stellen theoretisch wie phano-menologisch interessante Alternativen zum Standardmodell Symmetriebrechungsmechanismusdar. Zum einen sind ihre holographisch dualen vierdimensionalen Interpretationen storungstheo-retisch erfassbare Realisierungen von Technicolor-ahnlichen Theorien, die kompatibel mit elek-troschwachen Prazisionsmessungen der LEP2-Ara bleiben. Zum anderen ergeben sich durch dasAuftreten geladener, teils scharfer Spin-1 Resonanzen an der TeV Skala gute Moglichkeiten zumexperimentellen Nachweis im Vektorbosonfusionskanal pp→W±Zjj am Large Hadron Collider.In diesem Vortrag wird die LHC-Phanomenologie eines typischen higgslosen Modells in den Vek-torbosonfusionkanalen pp→W+W−jj, pp→W±Zjj und pp→ ZZjj mit der des Standardmo-dells verglichen. Hierfur wurde das im Rahmen der Vektorbosonfusions-Cuts voll flexible NLO-QCD Monte-Carlo Programm vbfnlo verwendet.


T-12 (B) Gluinonium – Bindungszustand zweier Gluinos

Matthias Kauth

Institut fur Theoretische Teilchenphysik, Univ. Karlsruhe

Gluinos sind die supersymmetrischen Partner der Gluonen, der Austauschteilchen der starkenWechselwirkung des Standard Modells. Folglich existieren sie in der adjungierten Darstellung derSU(3)C . Da jedes Teilchen sein eigenes Antiteilchen ist, handelt es sich um Majorana Fermionen.Gegenuber den Squarks haben Gluinos den großen Vorteil, daß es keine weiteren Teilchen gleicherQuantenzahlen gibt und es somit nicht zu Mischungen, also zu weiteren Parametern des Modells,kommt.Will man nun den Zustand zweier Gluinos beschreiben, muß man das Tensorprodukt zweierOktetts in irreduzible Darstellungen zerlegen

8⊗ 8 = 1S ⊕ 8S ⊕ 8A ⊕ 10A ⊕ 10A ⊕ 27S .

Die Indizes stehen fur die (Anti-)Symmetrie bezuglich des Farbindex. Weiterhin kann man infuhrender Ordnung den Koeffizienten des QCD-Potentials bestimmen und kommt zu dem Schluss,dass die Kraft zwischen den Gluinos entweder repulsiv, abwesend oder attraktiv sein kann. Nurder letzte Fall kommt fur einen Bindungszustand in Frage, fur welchen man nun aus dem Pauli-Prinzip einen wichtigen Zusammenhang zwischen der Drehimpuls-Quantenzahl L sowie der Spin-Quantenzahl S des Gesamtzustands errechnen kann

S + L =

+1 ; 1S , 8S

−1 ; 8A.

Die formale Behandlung eines Bindungszustands benotigt Wissen uber die zwischen den Teilchenwirkende Kraft oder anders ausgedruckt uber das Wechselwirkungspotential. Fur s-Wellen sinddie physikalischen Observablen proportional zum Betragsquadrat der Schrodinger-Wellenfunktionam Ursprung.Somit ist es eine Aufgabe, mit dem gegebenen Potential, welches sich fur kleine Abstande wiedas Coulomb-Potential verhalt, die nicht relativistische Schrodinger-Gleichung zu losen und mitden zugehorigen Energieeigenwerten die Spektroskopie des Gluinoniums zu betrachten.Ein zweiter Schwerpunkt meiner Arbeit ist die Berechnung von Korrekturen zur Zerfallsbreitesowie zum Produktionsquerschnitt der Gluinonia. Diese NLO-Korrekturen in der starken Kopp-lungskonstanten αs beziehen sich auf den ’harten’ Teil der Amplitude des Bindungszustands undmachen numerisch einen nicht zu vernachlassigenden Anteil der Observablen aus.Schließlich werden die Ergebnisse auf die Produktion am LHC angewendet. Nimmt man namlichan, dass die Gluinos leichter sind als die Squarks, so findet aufgrund der R-Paritat kein starkerEinzelzerfall der Konstituenten statt und die Untersuchung des Gluino-Gluino-Bindungszustandsware eine von den verschiedenen supersymmetrischen Modellen unabhangige Methode, die Ei-genschaften des Konstituenten, des Gluinos, zu untersuchen.

T-13 (C) Bulkfelder in der Massenbasis in Randall-Sundrum-ModellenTorsten Pfoh

Institut fur Physik, Universitat Mainz

Randall-Sundrum-Modelle bieten die Moglichkeit, mit Hilfe einer nicht faktorisierenden funfdi-mensionalen Metrik die starke Hierarchie zwischen der Planckskala und der elektroschwachen

T Theorie 41

Skala zu erklaren. Hierbei werden die Koordinaten 4D Raumzeit mit einem sogenannten War-pfaktor skaliert, welcher exponentiell von der Koordinate der kompaktifizierten funften Dimensionabhangt. Diese wird ihrerseits durch zwei vierdimensionale Unterraume (Branen) begrenzt. DieGravitation lebt nun auf der UV-Brane (der Warpfaktor ist hier 1). Die Standardmodell(SM)felderhingegen leben in der ursprunglichen Version auf der IR-Brane, wobei der Warpfaktor von derGroßenordnung MEW /MPl ist. Entlasst man nun die Fermionen in die 5. Dimension (den sog.Bulk) und behalt das Higgs auf der Brane, so kann man, nach Kaluza-Klein(KK)-Zerlegung der5D Felder, die Hierarchie der Fermionmassen durch geeignete Wahl der 5D Massenparameter imWechselspiel mit dem Warpfaktor auf naturliche Weise begrunden. Es liegt nun nahe, die Eichbo-sonen ebenfalls in den Bulk zu entlassen. Die KK-Zerlegung liefert in jedem Fall eine unendlicheSumme von 4D-Feldern (KK-Moden) gewichtet mit Profilen in Abhangigkeit der funften Koor-dinate, wobei die nullte Mode nach Transformation auf Masseneigenzustande jeweils mit demSM-Teilchen identifiziert wird.Der Vortrag beschaftigt sich nach einer kurzen Einfuhrung zunachst mit einer konsistenten Ver-allgemeinerung des SM Eichsektors auf die funfdimensionale Theorie in beliebiger Rξ-Eichung.Es folgt die exakte Herleitung des KK-Spektrums und der zugehorigen Profile der Felder inder Massenbasis, sowohl fur Eichbosonen als auch fur Fermionen. Die Mischungen verschiedenerGenerationen und Moden werden diskutiert.

T-14 (C) Higgs plus 2-Jet Produktion in Gluon-Fusion in Nahe-rung großer Top MasseJan Germer

Max-Planck-Institut fur Physik, Munchen

Einer der vielversprechendsten Entdeckungskanale fur ein Standard Modell (SM) Higgs Bosonam Large Hadron Collider (LHC), ist die Higgserzeugung durch die Annihilation schwacher Eich-bosonen, auch ”weak boson fusion“ oder kurz WBF genannt. Dieser Prozess bietet zudem dieMoglichkeit, die Eigenschaften der Kopplung des Higgs Bosons an die schwachen Vektorbosonenzu bestimmen, und damit den Ursprung der elektroschwachen Symmetriebrechung zu erforschen.Der mit diesem verwandte Prozess, Higgsproduktion plus zwei Jets induziert durch Gluonfusion,erzeugt einen irreduziblen Hintergrund und muss daher so prazise wie moglich vorhergesagt wer-den. Wahrend jedoch der WBF Prozess zu next-to leading order (NLO) Genauigkeit in αs undαEW bekannt ist, ist die Higgsproduktion durch Gluonfusion ohne zusatzliche Naherung nur zufuhrender Ordnung bekannt. Eine NLO Rechnung ist nur unter der Annahme erhaltlich, dass dieMasse des Top-Quarks großer ist als alle anderen vorkommenden Großen, da in diesem Grenzfalldie Higgs-Gluon-Kopplung durch eine effektive Theorie beschrieben werden kann, in welcher dasHiggs Boson direkt an den Feldstarketensor der Gluonen koppelt. Auf diese effektive Theorie sollim Folgenden eingegangen werden.Die Besonderheit des Gluonfusion Prozesses ist, dass das Higgs Boson durch eine virtuelle QuarkSchleife an die Gluonen koppelt, und somit schon die fuhrende Ordnung eine Einschleifenrechnungbeinhaltet. Fur das SM relevant ist dabei jedoch nur das Top Teilchen, da die Kopplungsstarkeproportional zu der Masse des Quarks ist. Unter der Annahme, dass die Top Masse großer istals alle anderen im Prozess vorkommenden Großen, kann die Higgs-Gluon Kopplung durch ei-ne effektive Lagrangedichte beschrieben werden. Diese lasst sich als Taylor Reihe in (1/m2

Top)schreiben:

Leff = LD5 +1

m2Top

LD7 +O( 1m4

Top

)wobei LD5 und LD7 fur einen effektiven Lagrangian aus Feldkombinationen der Dimension 5 (D5)


bzw. Dimension 7 (D7) stehen. Der fuhrende Term liefert dabei die bekannte Higgs Kopplung anden Gluon Feldstarketensor, wahrend der durch 1/m2

Top unterdruckte Term die Abweichungenzwischen effektiver Theorie und voller Rechnung widerspiegelt.In diesem Vortrag wird untersucht, inwieweit der Prozess Higgs plus 2 Jet Produktion in Gluon-fusion durch die effektive Theorie beschrieben wird bzw. wie groß die auftretenden Unsicherheitensind, die durch Verwendung der D5 und D7 Operatoren entstehen. Es wird gezeigt in welchenPhasenraumbereichen die Naherung gultig ist, und Fehler quantifiziert, welche man durch Ver-wendung der D5 effektiven Theorie in der NLO Rechnung zu erwarten hat.

T-15 (A) Running Minimal Flavor Violation

Roland Schieren

Physik Department T30e, TU Munchen

Trotz seines großen phenomenologischen Erfolges ist das Standardmodell (SM) von einem theo-retischen Standpunkt aus sicherlich nicht zufriedenstellend. Bestimmte Aspekte des SM weisenauf vereinheitlichende Strukturen hin: Die Eichwechselwirkungen und die Quantenzahlen derfundamentalen Fermionen passen gut in den Rahmen von Großen Vereinheitlichenden Theorien(GUTs). GUTs scheinen niederenergetische Supersymmetrie zu fordern, da dies zur Vereinheit-lichung der Eichkopplungen bei hohen Energien (∼ 1016 GeV) fuhrt. Dies fuhrt auf das Bild dersog. ’SUSY Wuste’, d.h. zwischen der TeV Skala und der GUT Skala gibt es keine neue Physik.Andererseits sind Versuche eine einfache Erklarung fur die Flavor Struktur des SM zu findenbisher nicht sehr erfolgreich gewesen.

Ein Ansatz um große Beitrage zu Flavor verandernden Prozessen wie b→ s γ in Theorien jenseitsdes SM zu vermeiden ist Minimale Flavor Verletzung (MFV). Die Idee von MFV basiert auf derBeobachtung, dass das SM in Abwesenheit der Yukawa Wechselwirkungen eine Flavor Symmetriebesitzt. Indem man die Yukawa Matrizen unter dieser Symmetrie transformieren lasst, kann mandie Flavor Symmetrie erhalten und so Beitrage zu Flavor verandernden Prozessen unterdrucken.

In dieser Prasentation werde ich einige Ergebnisse bezuglich des Renormierungsgruppen (RG)Verhaltens der Parameter darstellen, welche den MFV Ansatz im Minimal SupersymmetrischeStandardmodell beschreiben. Es gibt nicht triviale Fixpunkte im RG Laufen, welche zu einerVerkleinerung der Parameterraumes fuhren, da eine große Anzahl von Parameterwerten an derGUT Skala zu einer sehr ahnlichen Phenomenologie fuhren.

T-16 (A) Lebenszeiten schwerer Hadronen im Rahmen der HeavyQuark ExpansionBernhard Pfirrmann

Universitat Regensburg

Wir untersuchen die Beitrage hoherer Ordnungen der Heavy Quark Expansion bei inklusivenProzessen wie dem Lebenszeitenverhaltnis von B-Mesonen. Sehr genaue theoretische Vorhersa-gen dieser Großen sind hier wichtig um die Prazision der Experimente am Tevatron und am LHCzu erreichen.

Die Operator Produkt Entwicklung (OPE) bietet die mathematische Grundlage um inklusiveZerfalle schwerer B-Hadronen im Rahmen des Standardmodells zu berechnen. Die Zerfallsbrei-te eines B-Hadrons ist uber das optische Theorem mit dem Ubergangsmatrixelement 〈B|T|B〉

T Theorie 43

verbunden.Γ(H → X) =

12mH

Im〈B|T|B〉

wobei T durchT = i

∫dx4T{Heff (x), Heff (0)}

gegeben ist. In einer ersten OPE werden alle Freiheitsgrade, die schwerer sind als das zerfallendeschwere Quark, ausintegriert. Dieser effektive Hamiltonian Heff wird dann dann in einer zweitenOPE, der Heavy Quark Expansion, in λ

mQentwickelt und man erhalt fur die Zerfallsbreite des

schweren B-HadronsΓ = Γ0 +

1m2Q

Γ2 +1m3Q

Γ3 . . .

Der Beitrag von Γ3 ist hier besonders interessant, da dieser um einen Faktor 16π2 gegenuber denfuhrenden Beitragen verstarkt wird.Untersucht werden hier im Speziellen die Abhangigkeit der Lebenszeit von der CKM Struktur infuhrender Ordnung QCD und der Einfluss der auftretenden, nicht-perturbativen Matrixelemente.Weiterhin wird die Verletzung der Quark-Hadron Dualitat untersucht. Da die Reihenentwicklungder Heavy Quark Expansion nicht in 1

mQsondern 1

mQ−(mq1+mq2 ) erfolgt, sind die Beitrage der ein-zelnen Diagramme unterschiedlich von einer potentiellen Verletzung der Quark-Hadron Dualitatbetroffen.

T-17 (A) B → D(∗)-Formfaktoren aus QCD-Summenregeln

Christoph Klein

Theoretische Physik 1, Universitat Siegen

Zur Uberprufung des Standardmodells im Quark-Flavour-Sektor ist eine moglichst genaue Be-stimmung der CKM-Matrixelemente erforderlich. Diese konnen aus den experimentell messba-ren Zerfallsbreiten bestimmter Prozesse extrahiert werden. Hier sollen exklusive, semileptonischeZerfalle schwerer Mesonen betrachtet werden, deren Zerfallsbreite durch geeignete Formfakto-ren beschrieben werden. Diese sind definiert als Parametrisierung der den Zerfall beschreibendenhadronischen Ubergangsmatrixelemente, z.B. fur den Zerfall B → D `ν` durch:

〈D(p)|cγµb|B(p+ q)〉 = 2pµf+BD(q2) + qµ

[f+BD(q2) + f−BD(q2)

]Die messbare Zerfallsbreite wird (neben kinematischen Faktoren) bestimmt durch das Produktaus dem zugehorigen Formfaktor und dem entsprechenden CKM-Matrixelement. Aus dem Ex-periment kann somit immer nur die Kombination dieser Großen bestimmt werden, womit zurBestimmung des CKM-Matrixelements eine theoretische Berechnung der Formfaktoren erfolgenmuss. Letztere folgen aber aus der QCD-Dynamik der betroffenen Hadronen und weil es sichdabei um gebundene Zustande aus Quarks und Gluonen handelt, kann die QCD nicht storungs-theoretisch zu deren Berechnung angewendet werden.

Abbildung T.1: Heavy Quark Expansion am Beispiel eines B-Mesons


Es muss daher ein nichtperturbatives Verfahren benutzt werden, um die Formfaktoren zu ermit-teln. Hier wird die Methode der QCD-Summenregeln zur Betrachtung die Zerfalle B → D(∗) ` ν`angewandt. Diese beruht im Wesentlichen auf der Betrachtung einer bestimmten Korrelations-funktion der den Zerfall beschreibenden hadronischen und schwachen Strome:

F (B)aµ (p, q) = i

∫d4x eip·x〈0|T

{d(x)Γac(x), c(0)γµ(1− γ5)b(0)

}|B(pB)〉

Dabei steht Γa fur eine bestimmte Kombination von γ-Matrizen. Durch Einsetzen eines vollstandi-gen Satzes von hadronischen Zustanden mit den passenden Quantenzahlen, kann man die folgendeDarstellung herleiten:

F (B)aµ (p, q) =

〈0|dΓac|D(∗)(p)〉〈D(∗)(p)|cγµ(1− γ5)b|B(p+ q)〉m2D(∗) − p2

+ ...

Dabei ist der niedrigste Beitrag durch das D(∗)-Meson ausgeschrieben und die Punkte stellenhohere Beitrage in einem hadronischen Spektrum dar. Somit erhalt man Zugriff auf die obendefinierten Formfaktoren.Auf der anderen Seite ist die Korrelationsfunktion aber auch nach den Feynman-Regeln auswert-bar und kann unter Verwendung der effektiven Theorie fur schwere Quarks HQET ausgedrucktwerden durch universelle, nichtperturbativen Großen, die B-Meson-Lichtkegel-Verteilungsampli-tuden, welche die Verteilung der Quarks im B-Meson wiedergeben. Durch geeignete mathemati-sche Verfahren konnen schließlich die Formfaktoren durch diese Verteilungsamplituden beschrie-ben werden, was als Endergebnis die Summenregeln ergibt.Die aus den Summenregeln resultierenden Formfaktoren werden hier vorgestellt, mit experimen-tellen Ergebnissen verglichen und deren Bedeutung fur die Bestimmung von |Vcb| untersucht. AlsBeispiel fur eine Ubereinstimmung mit dem Experiment innerhalb der Unsicherheiten ist in Dia-gramm T.2 der den Zerfall B → D beschreibenden Formfaktor V(w), der durch die f+(w) undf−(w) ausgedruckt werden kann, mit dem Ergebnis der Belle-Kollaboration verglichen. Dabei istw eine neue Variable, die man durch eine einfache Transformation von q2 erhalt und die hier zurAnalyse geeigneter ist, und es wurde hier der aktuelle Weltmittelwert fur |Vcb| benutzt.Interessant ist schließlich auch der Grenzfall unendlich schwerer Quarks, fur den die HQET einetheoretische Vorhersage liefert, deren Gultigkeit bei den Ergebnissen aus den Summenregelndemonstriert wird.

1.0 1.1 1.2 1.3 1.4 1.5 1.60.2

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

w

VHw

L

Abbildung T.2: Der aus den Summenregeln im dafur anwendbaren Bereich w = 1, 3−wmax ' 1, 6berechnete Formfaktor V(w) mit Unsicherheit (durchgezogene und gepunkteteLinien) verglichen mit einem Fit an Daten des Belle-Experiments mit dem expe-rimentellen Fehler (gestrichelte und gestrichpunktete Linien)

T Theorie 45

T-18 (B) Generischer Monte Carlo Generator fur LHC Prozesse

Tobias Motz

PSI Villigen, ITP Universitat Zurich

Fur viele LHC Prozesse ist die Berechnung von NLO Korrekturen essentiell. Diese Prozessebeinhalten ublicherweise Vielteilchenendzustande. Somit muss zur Berechnung entsprechenderObservablen uber einen hochdimensionalen Phasenraum integriert werden. Das beste bekannteVerfahren zur Berechnung eines hochdimensionalen Integrals ist eine Monte Carlo Integration.Hierbei handelt es sich um einen auf Zufallszahlen basierenden Algorithmus, der es ermoglichtmit relativ geringem Rechen- und Zeitaufwand ein gutes Ergebnis zu liefern.

Die mathematische Grundlage der Monte Carlo Integration liefert das starke Gesetz der großenZahlen. Darauf basierend bietet sich die Moglichkeit einer Naherung In des Integrals I =

∫f (~x) d~x

durch die Simulation von Zufallszahlen. Unter der Voraussetzung von n unabhangigen und gleich-verteilten Zufallsvariablen verhalt sich der Fehler – unabhangig von der Dimension des Integrals

– ebenso wie die Konvergenzgeschwindigkeit des Verfahrens wie√

Var(f)n . Zur Verbesserung des

Algorithmus kann man die varianzreduzierende ’Importance Sampling’ Methode verwenden. DieIdee hiervon ist, dass bestimmte Bereiche, in denen der Integrand hohe Beitrage liefert, besondershaufig abgetastet werden. Dies erreicht man durch eine Transformation der Variablen, so dassdie auftretende Jacobideterminante den Integranden glattet. Bei der Integration von quadriertenMatrixelementen gibt es jedoch viele Pole in verschiedenen Bereichen des Phasenraums. Deshalbist es oft unmoglich eine Variablentransformation zu finden, die gleichzeitig allen Polen Rechnungtragt. Abhilfe verschafft ein Multichannel Monte Carlo Verfahren, welches es ermoglicht mehrereVariablentransformationen parallel zu verwenden.Eine weitere wichtige Aufgabe des Monte Carlo Integrators ist der numerische Umgang mit wei-chen und kollinearen Singularitaten. Hierfur gibt es zwei gut zu implementierende Verfahren, zumeinen die Dipolsubtraktionsmethode, bei welcher fur jede auftretende Singularitat ein entspre-chender Subtraktionsterm berechnet wird, und zum anderen die Phase-space-slicing Methode,bei der das Matrixelement in singularen Bereichen durch Naherungen approximiert wird.Der Monte Carlo Integrator muss bei LHC Prozessen auch Hadronen im Anfangszustand sowieJets im Endzustand verarbeiten konnen. Somit mussen also die Faltung mit den Partonvertei-lungen sowie Jet-Algorithmen implementiert werden.

Ziel des Vortrages ist es, die einzelnen Bausteine eines Monte Carlo Integrators zu erlautern.Dabei soll besonders auf die Idee des Multichannel Monte Carlos zur Glattung des Integrandenund die numerische Behandlung der Singularitaten eingegangen werden.

T-19 (A) Higgszerfalle im MSSM

Wolfgang Frisch

Institut fur Hochenergiephysik, Wien

Supersymmetrische Theorien wie das Minimale Supersymmetrische Standardmodell sagen dieExistenz von Partnerteilchen zu den bereits bekannten Elementarteilchen voraus. Sollte nun Su-persymmetrie in der Natur realisiert sein, konnen diese SUSY-Teilchen am LHC entdeckt undderen Eigenschaften genauer untersucht werden. Die supersymmetrische Erweiterung des Stan-dardmodells fuhrt zu einer Vergroßerung des Higgssektors auf funf Masseeigenzustande, zwei elek-trisch geladene sowie drei neutrale Higgsteilchen. Diese Arbeit beschaftigt sich daher in ausfuhr-


licher Weise mit der Berechnung von Higgszerfallen und allen damit verbundenen Korrekturenauf Einschleifenniveau im Rahmen des MSSM. Des weiteren werden alle moglichen Zerfallskanaleberucksichtigt. Die dafur notwendige Berechnung von einigen hunderten Feynman-Diagrammenwird unter Anwendung spezieller algebraischer Software durchgefuhrt. Im Rahmen dieser Be-rechnungen kommt es zu Ultraviolett- und Infrarot-Divergenzen, woraus die Anwendung einerRenormierungsprozedur unerlasslich wird um physikalisch sinnvolle Ergebnisse zu erzielen. Diesfuhrt zum zweiten Schwerpunkt dieser Arbeit, namlich einen hoheren Grad der Automatisierungzu ermoglichen.

T-20 (B) Dirac-Leptogenese auf mehreren Throats

Andreas Bechinger

Theoretische Physik II, Universitat Wurzburg

Das Standardmodell der Elementarteilchenphysik hat sich mit seinen Vorhersagen fur Prazisions-messungen als außerordentlich erfolgreich erwiesen. Dennoch bleiben im Rahmen dieser Theorieeinige Fragen unbeantwortet. So vermag sie weder die Kleinheit der Neutrinomassen, noch diein unserem Universum beobachtete Baryonasymmetrie oder die Existenz dunkler Materie zu er-klaren.Die Frage nach dem Ursprung der dunklen Materie kann im Rahmen der Minimalen Supersymme-trischen Erweiterung des Standardmodells (MSSM) beantwortet werden. Einen weitverbreitetenLosungsansatz fur die ersten beiden Probleme bietet die Postulierung sehr schwerer rechtshandi-ger Majorana-Neutrinos, die sowohl kleine Neutrinomassen durch den Seesaw-Mechanismus alsauch die Baryonasymmetrie uber den Leptogenese-Mechanismus erklaren konnen.Da bisher allerdings keine Beweise dafur gefunden wurden, dass Neutrinos Majorana-Teilchensind, drangt sich die Frage nach Alternativen im Falle von Dirac-Neutrinos auf.Einen interessanten Zugang zu dieser Fragestellung bieten Extradimensionen, die im Zuge derSuche nach einer fundamentale Theorie aller Teilchen und Krafte der Natur in den letzten Jahrenzunehmend in den Fokus des Forschungsinteresses geruckt sind. Der Grund dafur ist, dass Ex-tradimensionen einen integralen Bestandteil des am weitesten akzeptierten Kandidaten fur einesolche fundamentale Theorie, der Stringtheorie, bilden. Charakeristischerweise kann diese Theo-rie nur in zehn (elf) Dimensionen anomaliefrei formuliert werden. Dabei werden die sechs (sie-ben) zusatzlichen Raumdimensionen zu hochkomplexen mehrdimensionalen Raume, sog. Calabi-Yau-Mannigfaltigkeiten, kompaktifiziert. Eine solche Kompaktifizierung kann generischerweise zuGeometrien mit mehreren Fortsatzen, sog. ”Throats“, fuhren, die an einer kompakten Calabi-Yau-Mannigfaltigkeit hangen. Derartige Konfigurationen eroffnen eine Vielzahl interessanter Moglich-keiten fur den Modellbau. Abhangig von den auftretenden Kompaktifizierungsskalen sind direktbeobachtbare Effekte moglich.Zur Veranschaulichung der Moglichkeiten solcher ”Multi-Throat“-Konfigurationen soll die erfolg-reiche Implementierung eines Dirac-Leptogenese-Mechanismus als Erklarung der Baryonasym-metrie unseres Universums in einer Geometrie mit drei funfdimensionalen Throats demonstriertwerden. Dabei propagieren alle Teilchen des MSSM in einer flachen Extradimension. Kleine Dirac-Neutrinomassen werden durch die unterschiedliche Lokalisierung der Felder uber Bulkmassenter-me erklart. Die Baryonasymmetrie wird durch den Zerfall schwerer Kaluza-Klein-Moden erzeugt,wobei es sich als notwendig herausstellt in einen resonanten Limes zu gehen. Besonderes Au-genmerk wird auf die quantenfeldtheoretische Beschreibung dieser resonanten Zerfalle gelegt. DieVoraussetzung fur die Resonanz wird durch Austauschsymmetrien zwischen den Throats geschaf-fen. Die resultierende Baryonasymmetrie befindet sich dabei in perfekter Ubereinstimmung mitder Beobachtung.

T Theorie 47

T-21 (A) Dimensionale Reduktion, Massenfaktorisierung und Ver-gleich von RenormierungsschemataLisa Edelhauser

Theoretische Physik 2, Universitat Wurzburg

Eine beliebte Erweiterung des Standardmodells der Teilchenphysik ist die Supersymmetrie, ei-ne Symmetrie zwischen Fermionen und Bosonen. Zwei wichtige Prozesse zur Bestatigung dieserTheorie am LHC sind Squarkproduktion mit Gluonen und Quarks. Um Prozesse dieser Art inhoherer Ordnung behandeln zu konnen, muss man die bei der Berechnung der Schleifen auf-tretenden Divergenzen regularisieren. Eines der bekanntesten und haufig benutzten Schemataist dimensionale Regularisierung (DREG). Hier berechnet man die Schleifenintegrale nicht invier, sondern in D Raumzeitdimensionen. Dieses Regularisierungschema bricht allerdings expli-zit Supersymmetrie, da die Freiheitsgrade der Fermionen und Bosonen in D Dimensionen imAllgemeinen nicht mehr ubereinstimmen. Auf der einen Seite kann man diese Symmetrie zwardurch endliche Counterterme wiederherstellen, auf der anderen Seite ware ein konsistentes Re-gularisierungsschema fur Supersymmetrie wunschenswert. Diesen Zweck erfullt ”DimensionaleReduktion“ (DRED). Hierbei werden nicht wie in DREG alle Raumzeitkomponenten analytischin D fortgesetzt, sondern nur die Impulskomponenten in D Dimensionen behandelt, wahrenddie Komponenten der Felder weiterhin in vier Dimensionen verbleiben. Zum praktischen Rech-nen spaltet man ein vierdimensionales Vektorfeld in ein dimensional reduziertes Vektorfeld mitD Komponenten und einen 4-D dimensionalen Anteil auf, dessen Beitrag berucksichtigt werdenmuss.Vor fast 20 Jahren fand man allerdings Probleme bei Rechnungen, die mit DRED durchgefuhrtwurden. Normalerweise kann die reelle Abstrahlung eines masselosen Teilchens durch ein anderesmasseloses Teilchen im kollinearen Limes auf den zugrundeliegenden Prozess uberfuhrt werden(Massenfaktorisierung). Im Zusammenhang mit DRED fand man allerdings Terme, die nicht indieser Weise faktorisieren und daher die Konsistenz dieses Regularisierungschemas lange Zeit inFrage stellten.Vor zwei Jahren wurde eine Losung fur dieses Problem vorgeschlagen. Indem man die 4-D kom-ponentigen Anteile der Vektorfelder als einzelne Teilchen betrachtet und auch fur diese TeilchenSplittingfunktionen einfuhrt, war es moglich, das Faktorisierungsproblem in DRED fur einigeProzesse zu losen.Wir werden demonstrieren, dass man diesen Vorschlag auch fur die Prozesse gg → tt und qq → ttanwenden kann. Wir werden auf Unterschiede im Auftreten des Faktorisierungsproblems einge-hen.Die zu DREG und DRED gehorigen minimalen modifizierten Subtraktionsschemata sind MS undDR. Zwischen beiden ist ein Unterschied fur NLO Ergebnisse zu erwarten, der Aufschluss uberdie Großenordnung des NNLO Beitrages geben kann. Wir diskutieren dies anhand eines Beispiels.

40. Herbstschule fur Hochenergiephysik Maria Laach · A Sandra Horvat MPI M unchen Martin Gorbahn...

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