Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule fu r Hochenergiephysik Maria Laach September, Sandra Kortner MPI fu r Physik, Munich

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1 Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule fu r Hochenergiephysik Maria Laach September, 2012 Sandra Kortner MPI fu r Physik, Munich S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule fu r Hochenergiephysik Maria Laach, /30

2 Die Physikfragen am Large Hadron Collider Standardmodell der Teilchenphysik liefert eine sehr erfolgreiche Beschreibung der Teilchenwechselwirkungen bis zu den den höchsten bisher erreichbaren Energien. Wechselwirkung der Spin-1/2-Fermionen durch Austausch von Spin-1-Eichbosonen. Elektroschwache Symmetriebrechung durch die Einführung des sog. Higgsfeldes erklärt die nicht-verschwindende Masse der W - und Z -Eichbosonen. Vorhersage eines neuen Spin-0-Teilchens, des Higgs-Bosons. Aber, es bleiben noch viele Fragen offen: Was ist der Ursprung der Masse aller Teilchen? Können die drei fundamentalen Kräfte bei einer höheren Energie vereinheitlicht werden? Gibt es supersymmetrische Teilchen? Wie vereinheitlicht man die drei Kräfte mit der Gravitation? Warum gibt es drei Generationen von Materieteilchen? Was ist der Grund für CP-Verletzung in der schwachen Wechselwirkung? Wie erklärt man die Neutrino-Massen und -Mischung? LHC-Ziele: Erforschung des TeV -Energiebereiches bei hoher Luminosität auf der Suche nach Antworten. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

3 Vorlesungsüberblick: Physik am LHC Mittwoch, Teil I: Der LHC und seine Experimente (ATLAS und CMS) Donnerstag, Teil II: Physik des Standardmodells am LHC Teil III: Suche nach dem Higgs-Boson und das gefundene Teilchen Freitag, Teil IV: Suche nach der Physik jenseits des Standardmodells S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

4 Teil I: Der LHC und seine Experimente Detektor Protonen Protonen S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

5 (Sehr) Kurze Geschichte der Teilchenbeschleuniger Livingston-Diagram: Entwicklung der Beschleuniger mit der Zeit. Letzter e + e -Beschleuniger: LEP II (CERN, bis 2000). Umfang: 26.7 km. s 200 GeV Ende der Kreisbeschleunigung für Elektronen. Letzter p p-beschleuniger: Tevatron (Fermilab, bis 2011). Umfang: 6 km. s 1.96 TeV Derzeitiger pp-beschleuniger: LHC (CERN, seit 2009). Exponentiell steigende Schwerpunktsenergie: Zustand der Materie bei kleinen Abständen. Erzeugung (neuer) schwerer Teilchen. Zukunft der e + e -Beschleuniger?: Linear Collider (CLIC?, ILC?). S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

6 Warum ein pp-beschleuniger heute? Elektron-Positron-Beschleuniger: Kollisionen punktförmiger Teilchen. Wohlbekannter Anfangszustand. Gesamte Kollisionsenergie geht ein in die Wechselwirkung. Vollständige Rekonstruktion der Ereigniskinematik. Keine starke Wechselwirkung genauere Vorhersage der Wirkunsquerschitte. Starker Energieverlust durch Synchrotronstrahlung, E 4. (z.b. 3% pro Umlauf im LEP-II-Beschleunigerring). pp- und p p- Beschleuniger: (Anti-)Protonen sind gebundene Zustände der Partonen. Nur ein Teil der Kollisionsenergie geht ein in die Wechselwirkung zweier Partonen. Große Wahrscheinlichkeit für (meistens uninteressante) niederenergetische Prozesse. Interessante hochenergetische Prozesse sind im Vergleich sehr selten. Komplexe Beschreibung der starken Wechselwirkung zwischen Partonen. Viel geringere Energieverluste durch Synchrotronstrahlung. Pro Umlauf im Speicherring mit Radius R: E = ( q2 E ) 4 3Rɛ 0 Ep mc 2 E e = ( me m p ) 4 = ( 0.5 MeV 938 MeV ) S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

7 Large Hadron Collider (LHC) am CERN Projektbegin: LHC-Beschleunigerring: Umfang: 26.7 km (ehemaliger LEP-Tunnel). 100 m unter der Erde. Betrieb: pp -Kollisionen bei s = 14 TeV (nominell) 2009: s = 0.9 TeV 2010, 2011: s = 7 TeV 2012: s = 8 TeV Bleikern-Kollisionen bei s = 2.76 TeV pro Nukleon. Zukunft: Fru hjahr 2013: Umru stung : pp -Kollisionen bei s =13-14 TeV. Ab 2018: Umru stung, Betrieb bei ho herer Luminosita t/energie. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule fu r Hochenergiephysik Maria Laach, /30

8 LHC-Beschleunigerkomplex Beschleunigung mit Hohlraumresonatoren nach dem Synchrotronprinzip. Dauer im LHC-Ring: etwa 20 Minuten. Supraleitende Magnettechnologie im LHC-Ring (T=1.9 K, B=8.3 T) Dipolmagnete halten Protonen in der Bahn. 392 Quadrupolmagnete zur Fokusierung des Strahls. (Strahlbreite: 16 µm - 7 mm) Kollisionen in vier Kreuzpunkten entlang des Tunnels (ATLAS, LHCb, CMS, ALICE). Kreuzungswinkel: θ 300 µrad. Um die Strahlen ausreichend zu trennen, damit die Kollisionen im Zentrum des Detektors stattfinden. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

9 Protonen auf dem Kollisionskurs Jeder Protonenstrahl besteht nominell aus etwa 2800 Protonenbündel (1400 heute), mit Protonen pro Bündel. Die Bündel kollidieren im Abstand von 25 ns (50 ns heute). Nur die interessantesten hochenergetischen Ereignisse (1: ) werden auf die Festplatte aufgenommen (siehe Trigger). Pile-up: bei einer Durchkreuzung zweier Bündel kann es zu mehreren pp-kollisionen kommen. Heute: bis zu 30 Pile-up Ereignisse. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

10 : : : Ereignisrate und Luminosität Bundel 1, N1 Bundel 2, N 2 effektive Flache, A Ereignisrate steigt mit der Luminosität: dn dt = L σ σ - Wirkungsquerschit für ein bestimmtes Prozess L - (momentane) Luminosität Luminosität: L = N 1 N 2 f A F(θ) cm 2 s 1 (LHC nominell) N 1, N 2 - Anzahl der Protonen im Bündel (10 11 ) f = n B f Umlauf - Frequenz der Bündeldurchkreuzungen (40 MHz) A = 4πd x d y - effektive Kollisionsfläche ( 4π (16 µm) 2) F(θ) - Reduktionsfaktor durch Kreuzungswinkel ( 85%) Intergrierte Luminosität: L = Ldt S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

11 Status der Datennahme: momentane Luminosität Steigerung der Beschleunigerleistung im Laufe der Zeit. Maximale momentane Luminosität bis zu cm 2 s 1. (sehr nahe am nominellem Wert) S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

12 Status der Datennahme: integrierte Luminosität 1 Expected end of 2012: 25 fb TeV (Status ) TeV TeV : 300 fb 1 erwartet bei s = TeV. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

13 Protonkollisionen unter der Lupe (I) Die meisten Proton-Proton-Streuprozesse sind (,,soft -) Ereignisse mit niedrigem Impulstransfer zwischen Anfangs- und Endzustand. Die Wechselwirkung findet statt durch Austausch eines Farbsinguletts (Pomerons) bestehend aus zwei oder mehr Gluonen. p p IP p p IP p p IP p p IP IP... φ φ φ φ ELASTISCH η η η η EINFACH DIFFRAKTIV ZWEIFACH DIFFRAKTIV 2 POMERON AUSTAUSCH... Solche,,soft -Prozesse sind vorwiegend nicht-perturbativ. Um sie zu beschreiben, mißt man sog. Minimum-bias-Ereignisse: Idealerweise alle Ereignisse, ohne Bias in der Triggerselektion. In Wirklichkeit: Ereignisselektion hat einen kleinen Triggerbias, σ min bias = σ zweifaxh diffraktiv + σ nicht diffraktiv 2/3 σ tot. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

14 Protonkollisionen unter der Lupe (II) Harte inelastische Proton-Proton-Streuprozesse zeichnen sich durch hohen Impulsaustauch, der zur Erzeugung von Jets, Eichbosonen oder neuer Teilchen führen kann. Hadronisierung der Partonen im Endzustand: nicht-perturbative QCD. Underlying Event: Fragmente der Spectator- Partonen; Initial- und Final-State-Radiation. Hartes Streuprozess: perturbative-qcd. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

15 Wirkungsquerschnitt eines pp-streuprozesses σ(ab FX ) = a,b (q, q,g) dx1 dx 2 f a (x 1, Q 2 )f b (x 2, Q 2 ) σˆ ab (x 1, x 2, α s ) σˆ ab : f i (x, Q 2 ): hartes Streuprozess, berechnet in niedrigster (LO) oder höheren Ordnungen der QCD-Störungstheorie. Partonendichtefunktion (PDF): Wahrscheinlichkeitsdichte, ein Parton i mit einem Bruchteil x des Protonimpulses beim Impulsübertrag Q 2 zu finden. xf H1 and ZEUS HERA I+II PDF Fit xs ( 0.05) xg ( 0.05) Q = GeV HERAPDF1.5 NNLO (prel.) exp. uncert. model uncert. parametrization uncert. xd v xu v x Die x-abhängigkeit kann nicht Störungstheoretisch berechnet werden, sondern wird aus experimentellen Daten bestimmt. Kenntnis der PDF ist äußert wichtig für LHC-Physik. HERAPDF Structure Function Working Group March 2011 S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

16 Kinematische Bereiche verschiedener experimente S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

17 Wirkungsquerschnitte typischer Prozesse am LHC σ tot 7 10 g g b b b Quark Produktion Produktionsrate (nb) σ b σ jet (E jet T > 100 GeV) σ W σ Z σ top σ Higgs (M H = 150 GeV) σ Higgs (M H = 500 GeV) s (TeV) Ereignisse/s bei L = cm 2 s 1 g g q q g g g g t t t g g W, Z t t H hochenergetische Jets Eichbosonen top Quark Paare Higgs Boson S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

18 Teilchen im Endzustand harter pp-kollisionen g Jet g b Jet g Jet g b Jet q Lepton q q Z (Elektron, Myon, Tau) Antilepton (Anti)Lepton g g t t t H t t t Photon Photon q W Neutrino S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

19 Kinematische Variablen Koordinatensystem: x - in Richtung Mitte des LHC-Tunnels y - vertikal z - entlang der Strahlachse (longitudinal) φ - Azimutwinkel in der (x, y)-ebene (sog. Transversalebene) θ - Polarwinkel (0 < θ < π) z x y Rapidität: y = 1 2 ln E+pz E p z y η für m E Teilchendichte pro Rapiditätsinterval ist ungefähr konstant. Vorwärtsbereich: hohe Rapidität, y > 3. Pseudorapidität: η = ln tan θ 2 ( < η < ) Transversalimpuls: p T = p 2 x + p 2 y Transverzale Variablen sind unabhänging vom longitidinalem Boost. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

20 Wechselwirkung der Teilchen mit der Materie (I) Schwere geladene Teilchen (p, n, α): Energieverlust durch Ionisierung (und Anregung) der Atome des Detektormaterials. Bethe-Bloch-Formel: - de dx Elektronendichte des Materials (ρ Material Z Material ) Ablenkung von der ursprünglicher Bahn durch Vielfachstreuung. Stöße an Atomkernen beim Durchgang durch eine dünne Schicht des Materials (Dicke D, Strahlungslänge x 0): < θ >=0; Standardabweichung σ θ = 13.6MeV E Teilchen D x 0 Beispiel: E Teilchen = 10 GeV, x 0 = 9.36 cm (Silizium), D = 1 mm σ θ = 0.14 mrad. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

21 Wechselwirkung der Teilchen mit der Materie (II) Elektronen und Positronen (e, e + ): Energieverlust dominiert durch Bremsstrahlung bei der Ablenkung an Atomkernen. Kritische Energie - Energie, ab der der Energieverlust durch Bremsstrahlung den durch Ionisierung (und Anregung) übersteigt: E c = Strahlungslänge x 0 - Strecke nach der das Elektron die Hälfte seiner Energie durch Bremsstrahlung verloren hat. 800 MeV Z+1.2. Photonen (γ) werden durch folgende Hauptprozesse nachgewiesen: Photoeffekt: dominiert bei kleiner E γ und großer Kernladung Z. Comptonstreuung: dominiert bei mitlerer E γ und niedriger Kernladung Z. e + e -Paarbildung: dominiert bei hoher E γ (>1 GeV) und großer Kernladung Z. Wahrscheinlichkeit für Paarbildung nach der Strecke x: 1-e x/x 0. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

22 Elektromagnetische und hadronische Schauer Elektromagnetische Schauer: entstehen durch Kombination der Bremstrahlung hochenergetischer Elektronen und Positronen und der e + e -Paarbildung hochenergetischer Photonen. γ (E γ ) e + e Nach einer Strecke x = n x 0: Anzahl der e + und e : 2 n. Mittlere e ± -Energie: E γ/2 n. Abbruch der Schauerentwicklung: E γ/2 n = E c. Beispiel für Eisen: E γ=100 GeV, E c=21 MeV x=8.9x 0. x 0 x 0 x 0 x 0 Transversale Ausdehnung des Schauers: R Molier = x 0 (21 MeV /E c). Hadronische Schauer: Geladene Hadronen verlieren wegen ihrer großen Masse nur wenig Energie über die Ionisierung von Atomen. Sie können aber wie neutrale Hadronen über die starke Wechselwirkung in Stößen mit Atomkernen viel Energie verlieren. Hochenergetische Hadronen erzeugen Schauer aus Hadronen in Materie. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

23 Die ATLAS- und CMS-Detektoren am LHC Die Wechselwikungsweise der Teilchen mit Materie schalenförmiger Detektoraufbau. CMS Compact Muon Solenoid ATLAS A Toroidal Lhc ApparatuS 22 m 23 m 15 m Innerer Spurdetektor Solenoid, 3.8 T EM-Kalorimeter Hadron-Kalorimeter Myon-Driftkamern Innerer Spurdetektor Solenoid, 2 T EM-Kalorimeter Hadron-Kalorimeter Myon-Driftkammern Toriod, 0.4 T 46 m S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

24 Die ATLAS- und CMS-Detektoren: Aufbau Innendetektor Messung der Flugbahnen geladener Teilchen im Magnetfeld des Innendetektors. (Vertex der Teilchenspuren, Ladungen und Impulse der Teilchen) Solenoidmagnetfeld ( B Protonenstrahlachse): B ATLAS =2 T, B CMS =4 T. Schichten von Positionsempfindlichen detektoren um die Strahlachse (Pixel-Detektoren, Silizium-Streifendetektoren, Übergangstrahlungsdetektor (ATLAS) ). Elektromagnetisches Kalorimeter CMS: homogenes Kalorimeter aus PbWO 4-Kristallen (Absorber = Detektor). hohe Auflösung aber keine Granularität entlang des Schauers. ATLAS: Samplingkalorimeter aus flüßigem Argon zwischen Blei- und Stahlplatten. hohe Granularität, etwas niedrigere Auflösung. Hadronkalorimeter ATLAS: Samplingkalorimeter (Szintilator+Stahl, LAr+Cu/W). CMS: Samplingkalorimeter (Szintilator+Messing). Myonspektrometer Messung der Myonimpulse außerhalb der Kalorimeter ahhand von positionsempfindlichen Driftrohtkammern in einem solenoidalen (CMS), bzw. toroidförmigen (ATLAS) Magnetfeld. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

25 Teilchenidentifikation bei ATLAS und CMS Myonspektrometer Hadron kalorimeter Elektromagnetisches Kalorimeter Innerer Spurdetektor Elektron Elektron: Spur im Innendetektor. Elektromagnetischer Schauer im EM-Kalorimeter. Kein Signal im Hadronkalorimeter. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

26 Teilchenidentifikation bei ATLAS und CMS Myonspektrometer Hadron kalorimeter Elektromagnetisches Kalorimeter Innerer Spurdetektor Photon Elektron Die gestrichelten Spuren sind im Detektor unsichtbar. Photon: Keine Spur im Innendetektor. Elektromagnetischer Schauer im EM-Kalorimeter. Kein Signal im Hadronkalorimeter. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

27 Teilchenidentifikation bei ATLAS und CMS Myonspektrometer Hadronen, z.b. Proton (Neutron): (Keine) Spur im Innendetektor. Hadron kalorimeter Elektromagnetisches Kalorimeter Innerer Spurdetektor Proton Photon Elektron Die gestrichelten Spuren sind im Detektor unsichtbar. Schauer im Hadronkalorimeter. Verschiedene Algorithmen zur Jet-Rekonstruktion: Cone, k T, anti-k T. b-quark-jets: 2.Vertex versetzt zum Primärvertex. τ -Jets: kollimiert, nur 1 oder 3 Spuren im Innendetektor. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

28 Teilchenidentifikation bei ATLAS und CMS Myonspektrometer Hadronen, z.b. Proton (Neutron): (Keine) Spur im Innendetektor. Hadron kalorimeter Elektromagnetisches Kalorimeter Innerer Spurdetektor Neutron Proton Photon Elektron Die gestrichelten Spuren sind im Detektor unsichtbar. Schauer im Hadronkalorimeter. Verschiedene Algorithmen zur Jet-Rekonstruktion: Cone, k T, anti-k T. b-quark-jets: 2.Vertex versetzt zum Primärvertex. τ -Jets: kollimiert, nur 1 oder 3 Spuren im Innendetektor. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

29 Teilchenidentifikation bei ATLAS und CMS Myonspektrometer Hadron kalorimeter Elektromagnetisches Kalorimeter Muon Innerer Spurdetektor Neutron Proton Photon Elektron Die gestrichelten Spuren sind im Detektor unsichtbar. Myon: Spur im Innendetektor. Geringer elektromagnetischer Schauer im Kalorimeter. Spur im Myonspektrometer. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

30 Teilchenidentifikation bei ATLAS und CMS Myonspektrometer Neutrino: Hadron kalorimeter Elektromagnetisches Kalorimeter Muon Innerer Spurdetektor Neutron Proton Neutrino Photon Elektron Die gestrichelten Spuren sind im Detektor unsichtbar. Hinterlässt kein Signal im Detektor. Fehlende transversale Energie: E ν = E miss P E T = alle sichtbare Teilchen T S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

31 Trigger Nur ein kleiner Teil aller pp-ereignisse (1: ) kann für die Datenanalyse gespeichert werden, alle andere werden verworfen. Triggersysteme sorgen für die Auswahl interessantester Ereignisse, reduzieren die ursprüngliche Rate von 40 MHz auf 200 Hz. Üblicherweise aufgebaut in zwei bis drei Stufen: * Level-1: Hardware-basierte Selektion innerhalb von ein paar Mikrosekunden, anhand grober Messdaten aus ausgewählten Detektorteilen. Alle hochauflösende Messdaten warten dabei in der Pipeline. * High-level: Software-basierte Selektion auf Grund hochauflösender Messdaten. Rekonstruktionsalgorithmen sehr ähnlich wie die offline-rekonstruktion. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

32 LHC Computing Grid (LCG) Jedes Jahr wird eine Datenmenge von bis zu 3 Terabyte pro Experiment aufgenommen. Daten werden weltweit in einem Rechen- und Speicher-Netzwerk verteilt und analysiert. Dreistufiger System der Rechenzentren. Tier-0: CERN-Rechenzentrum. 15% gesammter Rechenleistung, für erste Datenrekonstruktion. Alle Daten werden hier an weitere Tier-1 Zentren verteilt (10 GB/s). Tier-1: 11 Rechenzentren. 40% gesammter Rechenleistung. Permanente Speicherung, Re-prozessierung, Analyse, Datenverteilung. Tier-1: 160 Rechenzentren. 45% gesammter Rechenleistung. Simulation der Physikprozesse, Benutzeranalyse. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

33 Rekonstruierte Ereignisse (Event Displays) Photonen (γγ ) Elektronen (Z e + e ) Myonen (Z µ+ µ ) Jets (QCD di jet ) Fehlende transv. Energie (WW eνµν ) S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule fu r Hochenergiephysik Maria Laach, /30

34 Pile-up Z µ + µ -Kandidatereignis mit 25 rekonstruierten Vertices. Durchschnittliche Anzahl der pp- Kollisionen pro Kreuzung der Protonenbündel: 2010: : : 20+ Herausforderung für das Computing, Trigger & Rekonstruktion. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30

35 Teil I: Zusammenfassung Large Hadron Collider am CERN pp-beschleuniger, erste Kollisionen Ende Bisher aufgenommene Daten: s = 7-8 TeV. Integrierte Luminosität: 5 fb 1 (2011) + 13 fb 1 (2012). Davon analysiert bis zu 5 fb 1 (2011) + 5 fb 1 (2012). Protonenkollisionen: Harte, hochenergetische Wechselwirkung von Partonen, mit Protonenresten als,,underlying event. Berechnung der Wirkungsquerschnitte verlangt nach präzisen Partonendichtefunktionen (PDF). ATLAS- und CMS-Experimente: Rekonstruktion der pp-endzustände anhand von schalenförmigen Vielzweck-Detektoren. Steigende Anzahl der Pile-up-Ereignisse bei hoher Luminosität verlangt nach immer besseren Rekonstruktionsalgorithmen. Als Nächstes: Teil II - Physik des Standardmodells am LHC. S. Kortner: Physik am LHC - Teil I 44. Herbstschule für Hochenergiephysik Maria Laach, /30