Понедельник, 23.10.2017, 22:00
Приветствую Вас Гость

НОВОСТИ АСТРОНОМИИ ASTRO37ReG

Каталог статей

Главная » Статьи » Мои статьи

Бозон Хиггса - частица Бога часть 3

Рождение и распад заряженных бозонов Хиггса

    Стратегия поиска заряженного бозона Хиггса зависит от величины его массы, которая определяет как сечения, так и наблюдаемые моды распада. Для области масс Н-бозона ниже массы t-кварка основным механизмом образования служит распад t-кварка t → H+b , и доминирует канал распада Н-бозона с образование τ-лептона H+→τ+ν. Выше области масс t-кварка рождение Н-бозона происходит в основном за счет слияния глюона g и b-кварка (gb̃ → t̃ H+). В этой области больших масс Н-бозона доминирует распад на t и b-кварк Н+→ t b̃. Распад на τ+ν остается значимым и более удобным для выделения.
    Процесс gg → t̃bH является важным для области масс Н-бозона вблизи массы t-кварка. Поскольку LHC служит «фабрикой» tt̃-рождения, легкий бозон Хиггса может также рождаться через процессы qq̃, gg → tt̃→ t̃bH+. Помимо доминирующих механизмов рождения, другие процессы также могут давать вклад в рождение легкого бозона Хиггса. Например, процесс одиночного образования t-кварка или диаграммы с t̃bHв конечном состоянии, но не использующих образование tt̃-пары. В последующих результатах моделирования вклад одиночного рождения t-кварка не учитывался.
    Сечения рождения заряженного бозона Хиггса оценивались для двух сценариев MSSM: сценарий А, где распад Н+ - бозона с образованием суперсимметричных частиц (SUSY-частиц) подавлен, и сценарий В, в котором масса самого легкого бозона Хиггса h максимальна. Параметры этих 

Здесь М SUSY обозначает мягкий массовый параметр нарушения SUSY в секторе сфермионов, μ параметр смешивания хиггсино, М2 и М3 мягкие массовые параметры нарушения SUSY в SU(2) секторе глюино и gaugino, соответственно.
    Рассчитанные сечения рождения конечного состояния tbH+ как функция величины tanβ приведены на рис.14.2.3 для сценариев А и В. Сечения имеют минимум при tanβ ≈ 7. Промежуточная область параметров 4 < tanβ < 10 обусловлена минимумом в значении Юкавской константы связи вершины tbH+ и экспериментально мало доступна.

а рис. 14.2.4 показаны вероятности различных каналов распада заряженного бозона Хиггса. Для области масс ниже массы t-кварка заряженный бозон распадается преимущественно на τ-лептон и нейтрино. При tanβ > 5 вероятность этого канала распада составляет ~ 100%. Моды распада с cs̃ и Whприсутствуют, но, в зависимости от величины tanβ, они на один или два порядка ниже, чем мода τν. Распад W-бозона, образующегося от ассоциированного t-кварка, добавляет вариативности в наблюдаемые конечные состояния для выделения заряженного бозона Хиггса и способствует его реконструкции и подавлению фона, что особенно важно.
    Выше порога массы топ-кварка вероятность канала распада Н+ → t b̃ быстро растет. Он становится доминирующим, как видно из рисунка14.2.4. В противоположность легкому заряженному бозону Хиггса, для которого распад на τ-лептон и нейтрино доминирует, тяжелый заряженный бозон Хиггса распадается не только на t̃b, но с заметной вероятностью на другие конечные состояния: τ+ν,cs̃ , W+h или SUSY-частицы, где это доступно по кинематике. На рис.14.2.4 показаны рассчитанные вероятности распадов для двух масс заряженного бозона Хиггса как функция tanβ, легкого 130 ГэВ и тяжелого 600 ГэВ.

Результаты моделирования наблюдения нейтрального MSSM бозона Хиггса А/Н/h →μμ

    В Стандартной модели такой распад бозона Хиггса очень мало вероятен. В MSSM при больших значениях он имеет большую вероятность и поэтому может быть использован или для его наблюдения, или исключения большой области в простанстве параметров mA-tanβ. Аналогичный распад на два τ-лептона также является перспективным для анализа, но мюоны в детекторе ATLAS имеют преимущества при регистрации по точности измерений и идентификации. 
    На рис. 14.2.5 показаны моделированные спектры мюонов от распада А-бозона при разных значениях массы вместе с оценками фона. Видно, что сигнал А-бозона хорошо выделяется при больших поперечных импульсах мюонов, по крайней мере, для значений масс больше 110 ГэВ. Условие изолированности мюонов эффективно подавляет фон от рождения tt̃ – пар. Применяются дополнительные требования подавления адронной активности в отбираемых событиях с использованием выделенных b-струй в коичестве 0 или 1.

На рис.14.2.6 показаны спектры эффективных масс пар мюонов в отобранных событиях сигнала и фона для двух значений массы нейтрального бозона Хиггса.

Регистрация невидимого распада нейтрального бозона Хиггса MSSM

    Многие расширения Стандартной модели включают распад бозона Хиггса на невзаимодействующие частицы, например, наиболее легкие SUSY-частицы (LSP), такие как нейтралино, гравитино, гравитоны и другие. В случае MSSM, при сохранении R-четности, распад бозона Хиггса на пару нейтралино будет в некоторых случаях доминировать. Поскольку в рождение бозона Хиггса при энергии LHC дают вклад разные механизмы, то для выделения невидимого распада Н-бозона можно выбрать варианты с характерными особенностями событий. Такую возможность дает механизм слияния векторных бозонов (VBF) qqH, tt̃H и процесс ассоциативного рождения ZH и W±H. Механизм слияния глюонов предсказывает значительно большие сечения, но не дает характеристик для выделения невидимого распада Н-бозона.

Диаграмма процесса VBF приведена на рис.14.2.8 для qqH механизма рождения Н-бозона. Он характеризуется присутствием в событии двух кварковых струй, образованных при взаимодействии кварков, и большой недостающей энергии от распада Н-бозона.
    Оценки наблюдения Н-бозона получены для значений его массы в интервале между 110 и 250 ГэВ. Триггерный отбор использует комбинацию триггеров на большую недостающую поперечную энергию Енед > 70 или 100ГэВ, в зависимости от светимости, и центральную и переднюю струи с рт больше 23 ГэВ.
    Для выделения сигнала используется два метода. Первый основан на применении критериев отбора, второй на анализе формы события. Оба метода включают условие большой разности азимутальных углов для меченых струй.
    Процедура отбора событий выделяет две меченых струи от процесса VBF с РТ > 40 ГэВ в области |ηj| < 5. Струи должны находиться в разных полусферах и разность Δη > 4,4. Величина недостающей энергии должна быть больше 100 ГэВ. На рис.14.2.9 показаны эффективная масса двух меченых струй и величина недостающей поперечной энергии для сигнала невидимого бозона Хиггса с массой 130 ГэВ и трех типов фоновых событий. Отмечены критерии отбора событий.

На рис.14.2.10 показаны переменная изолированности недостающей энергии I, определенной как минимальное значение разности азимутальных углов между недостающей энергией и струей, и разность азимутальных углов φjj струй для сигнала невидимого бозона Хиггса с массой 130 ГэВ и трех типов фоновых событий.

Важный особенностью поиска VBF бозона Хиггса служит электрослабая природа сигнала. Это означает, что на древесном уровне отсутствует цветовой обмен между взаимодействующими кварками. Хотя W + jet и Z+jet фоны включают и электрослабую, и КХД составляющие, в сечении доминирует КХД вклад. Поэтому, в отличие от сигнала, большая часть фоновых событий имеет КХД струи в центральной области. Присутствие этого дополнительного КХД излучения между мечеными струями служит мощным фактором подавления фона. На деле эта особенность маскируется вкладом сопутствующих событий и наложением других протонных взаимодействий и эффективность его применения снижается. Можно использовать запрет на присутствие лептонов в центральной области. Оставшийся фон обусловлен событиями Z→νν. Но лептоны выделяются лишь для области |η| < 2,5. Область с |η| > 2,5 оставляет ложные события.
    Анализ показал, что при интегральной светимости 30 фб-1 возможно зарегистрировать VBF невидимый бозон Хиггса в широком интервале масс, если его сечение за счет вклада процессов вне Стандартной модели составляет не менее 60% от сечения Стандартной модели.
    Диаграмма процесса ассоциативного рождения ZH показана на рис.14.2.11 (слева). Сигнал невидимого бозона Хиггса может быть зарегистрирован за счет двух лептонов от распада Z- бозонаZ→ll. Присутствие невидимого Н-бозона регистрируется за счет большой недостающей поперечной энергии.



Источник: http://nuclphys.sinp.msu.ru/ATLAS/atlas15.htm
Категория: Мои статьи | Добавил: MeRaBee (26.01.2012)
Просмотров: 890 | Теги: Бозон, бога, Часть 3, Хиггса, частица | Рейтинг: 0.0/0
Всего комментариев: 0
Добавлять комментарии могут только зарегистрированные пользователи.
[ Регистрация | Вход ]
Форма входа
Поиск
Наш опрос
Оцените мой сайт
Всего ответов: 33
Мини-чат
Астрофото сайта
Новые фото сайта
Новые статьи
[26.01.2012][Мои статьи]
Абсолютное гравитационное поле часть 2 (0)
[26.01.2012][Мои статьи]
Абсолютное гравитационное поле (0)
[26.01.2012][Мои статьи]
Скопление и сверхскопление галактик (0)
[26.01.2012][Мои статьи]
Мост Эйнштейна-Розена (0)
[26.01.2012][Мои статьи]
Бозон Хиггса - частица Бога часть 4 (0)
Статистика

Онлайн всего: 1
Гостей: 1
Пользователей: 0
Жизнь сайта
Google
Google2
 
Copyright MyCorp © 2017 | Бесплатный хостинг uCoz