Бозон Хиггса

    Поиск динамики, ответственной за нарушение электрослабой симметрии является одной из приоритетных задач экспериментов физики частиц на существующих и будущих коллайдерах. Стандартная модель электрослабых и сильных взаимодействий описывает многочисленные экспериментальные результаты, однако механизм нарушения электрослабой симметрии остается неизвестным. Коллайдер LHC при энергии 14 ТэВ дает возможность экспериментам ATLAS и CMS провести поиск бозона Хиггса, как предсказываемого Стандартной моделью, так и моделями с расширением Стандартной модели, во всей области значений его массы.
    В рамках Стандартной модели бозон Хиггса является единственной неоткрытой частицей. Современная теория не дает указаний на величину его массы. Из соображений унитарности верхний предел массы бозона Хиггса составляет ~ 1 ТэВ. Дальнейшие ограничения могут быть получены, если предположить, что Стандартная модель справедлива лишь до некоторого масштаба Λ, за пределами которого появится новая физика. Из требований стабильности электрослабого вакуума и того, что Стандартная модель остаётся пертурбативной, можно установить верхний и нижний пределы массы бозона Хиггса. При масштабе Λ порядка массы Планка (10¹⁹ ГэВ), масса бозона Хиггса М_Н должна находиться в пределах 130 < M_H < 180 ГэВ. Если новая физика появляется на меньшем масштабе масс, ограничения становятся слабее. При Λ = 1 ТэВ масса бозона Хиггса оказывается в пределах 50 < M_H < 800 ГэВ.
    Стандартная модель с минимальным суперсимметричным расширением (MSSM) содержит два комплексных дублета, обусловливающих существование пяти физических бозонов Хиггса: трех нейтральных (два СР-четных h и H и один СР-нечетный А) и двух заряженных Н^±. На древесном уровне хиггсовский сектор MSSM полностью определяется двумя параметрами, обычно выбираемых в виде mA, массы СР-нечетного бозона Хиггса, и tanβ, отношения вакуумных средний двух хиггсовских дублетов. Радиационные поправки существенно изменяют соотношения, определенные на древесном уровне. Это особенно существенно для массы самого легкого СР-четного бозона Хиггса, который но древесном уровне должен иметь массу меньше, чем масса Z-бозона. Петлевые поправки зависят от массы топ-кварка, масс скалярных частиц и особенно смешивания в стоп секторе. Здесь стоп обозначает суперсимметричного партнера топ-кварка.
    Если легкий нейтральный бозон Хиггса h может быть трудно отличить от бозона Хиггса Стандартной модели, то открытие других более тяжелых бозонов Хиггса будет служить прямым свидетельством физики вне Стандартной модели.
    Масса заряженного бозона Хиггса менее чувствительна к радиационным поправкам и на древесном уровне связана с значением mA через соотношение

M2 H^± = m2 W + m2 A

    Большая энергия LHC позволит продвинуться в новую кинематическую область по сравнению с экспериментами на LEP и на Тэватроне. Ниже будут показаны возможности детектора ATLAS в обнаружении бозона Хиггса Стандартной модели и бозона Хиггса MSSM, полученные путем модельных расчетов. Они основаны на теоретических предсказаниях для сечений образования бозона Хиггса с разными значениями масс и с разными механизмами рождения. Рассмотрены каналы распада, в которых можно зарегистрировать бозон Хиггса.

Бозон Хиггса в Стандартной модели

    Для моделирования в детекторе ATLAS рождение бозон Хиггса в Стандартной модели рассматривается в нескольких механизмах: слияния глюонов (VBF), ассоциированного рождение с векторным бозоном (WH и ZH) в ведущем порядке теории возмущений (LO) и в следующим за лидирующем порядке (NLO). Обсуждается также ассоциированное рождение с tt̃-парой кварков.
    Расчеты выполнены с использованием CTEQ6L1 и CTEQ6М функций распределения партонов в протоне (PDF) для LO и NLO расчетов, соответственно.
    В таблице 1 приведены значения параметров Стандартной модели, использованные в расчетах.

Таблица 1.

Вероятности различных каналов распада бозона Хиггса рассчитывались программой HDECAY. На рис.14.1.1а приведены вероятности распада бозона Хиггса и сечения рождения в Стандартной модели в зависимости от массы бозона Хиггса.

В анализе использовались следующие каналы распада бозона Хиггса:

• рр→Н→γγ

• рр→Н→ZZ(*) → 4l (l =e, μ)

• рр→qqН→qqτ⁺τ^-

• рр→Н→W⁺W^- →lνlν, lνqq

• рр→ tt̃ Н→ tt̃ bb̃

• рр→ tt̃ Н→ tt̃ W⁺W^-,

• рр→ ZН→ l+l- W⁺W^-.

Распад бозона Хиггса на два фотона

    Ожидается, что в интервале масс 110 < M_H < 140 ГэВ бозон Хиггса распадается на два фотона с вероятностью, достаточной для его наблюдения на LHC. Рождение его сопровождается адронными струями с большим поперечным импульсом рт. Глюоны от излучения в начальном состоянии в gg→H и qq→qqH дают основной вклад в механизм глюонного слияния и VBF при рождении бозона Хиггса в сопровождении таких струй. Поэтому поиск распадов бозона Хиггса в событиях с рождением адронных струй с большими рт рассматривается как перспективный. Поиск бозона Хиггса в ассоциативном рождении с W, Z, tt̃ – парами кварков также служит дополнением к поиску ассоциированного рождения бозона Хиггса совместно с адронными струями больших р_т.
    Фотоны для анализа отбираются в электромагнитном калориметре. В случае распада бозона Хиггса на два фотона в пределах псевдобыстроты |η| < 2,5 около 57% таких событий имеют конверсию фотона во внутреннем детекторе на радиусах менее 80 см. Используются возможности детектора для регистрации таких фотонов. На рис.14.1.2 показано распределение эффективных масс двух фотонов для распадов бозона Хиггса с массой 120 ГэВ при учете дополнительного вещества в детекторе. Темная область соответствует вкладу фотонов с конверсией. Видно, что измерения воспроизводят сигнал бозона Хиггса.

 Если попытаться провести поиск бозона Хиггса в инклюзивном анализе, построив распределение эффективных масс двух фотонов, результат будет малоинформативным. Слишком велик оказывается вклад фоновых событий. Такое распределение показано на рис.14.1.3 при порогах поперечного импульса фотонов 40 ГэВ для лидирующего и 25 ГэВ для следующего за лидирующим.

Здесь фоновые события с двумя реальными фотонами обозначены как неуменьшаемый фон (irreducible bkg), а события с, по крайней мере, одним ложным (fake) фотоном обозначаются как сокращаемый фон (reducible bkg). Доля второго фона составляет 39% от полного сечения фоновых событий. Для бозона Хиггса с массой 120 ГэВ в массовом окне, определяемом по ширине ± 1,4σ вокруг центрального значения, содержится 26% сигнальных событий распада. Сечения различных механизмов генерации бозона Хиггса с массой 120 ГэВ и сечения различных фоновых событий в этом массовом окне приведены в таблице 14.1.2. Наложение других событий не учитывалось.

Таблица 14.1.2.

 Ситуация значительно улучшается, если выбрать события с одной или двумя адронными струями. На рис.14.1.4 показано распределение эффективных масс двух фотонов для событий с дополнительным рождением двух струй, в которых выполнялись следующие условия отбора: два фотона имеют |η|< 2,7; их поперечные импульсы выше 50 ГэВ и 25 ГэВ для лидирующего и следующего за ним; в событии присутствуют, по крайней мере, две адронные струи с |η|< 5 и поперечными импульсами выше 40 и 20 ГэВ для лидирующей и следующей за ней, эти струи находятся в разных полусферах по η и интервал между ними по псевдобыстроте Δη > 3,6. Фотоны должны находиться в промежутке между струями, а эффективная масса двух струй должна быть больше 500 ГэВ. События, имеющие третью струю с р_т > 20 ГэВ и |η|< 3,2, исключались из анализа. В отобранных таким образом событиях сигнал от распада бозона Хиггса виден значительно лучше. Ожидаемое сечение образования бозона Хиггса с массой 120 ГэВ для окна по массе шириной ±2 ГэВ составляет 1,28 фб.

сли использовать в качестве объектов сопровождения для двухфотонного распада бозона Хиггса сигнал недостающей поперечной энергии Е_т нед и лептон, то относительная доля сигнальных событий станет ещё выше. В этих событиях преобладает образование бозона Хиггса через состоянияWH→lνγγ и tt̃Н. Результаты такого анализа показаны на рис 14.1.5. Из-за недостатка статистики результаты приводятся лишь для раздельного использования сопровождающих объектов на отдельных рисунках (а) и (б). Для отбора событий используются пороги поперечных импульсов лидирующего и более мягкого фотонов 60 и 30 ГэВ, поперечный импульс лептона, мюона или электрона, и недостающей поперечной массы выше 30 ГэВ. В случае реконструированного электрона исключаются события, когда эффективная масса электрона и одного из отобранных фотонов близка к массе Z-бозона (находится между 80 и 100 ГэВ). Сечение отобранных сигнальных событий образования бозона Хиггса с массой 120 ГэВ в окне по массе 110-150 ГэВ составляет 0,12 фб (последний критерий для Z-бозона не применялся). Оценка сечения фоновых событий составляет 0,067 фб. Однако, фоновые условия выделения таких событий могут быть недооценены.