Кроме анализа на основе критериев отбора, для выделения сигнала бозона Хиггса используется метод максимума правдоподобия. При этом, кроме эффективной массы двух фотонов, учитывается поперечный импульс бозона Хиггса и угол вылета фотона в его системе покоя относительно направления движения бозона Хиггса в лабораторной системе. Этот анализ улучшает условия выделения сигнала.
    Значимость выделения сигнала бозона Хиггса с массой 120 ГэВ при распаде на два фотона для интегральной светимости 10 фб^-1 при суммировании всех методов составляет величину 3,3 – 3,6. Второе значение обеспечивает применение метода максимума правдоподобия.

Поиск бозона Хиггса по распаду H→ZZ* → 4l

    Наиболее четкий сигнал бозона Хиггса в Стандартной модели ожидается от его распада на четыре лептона, мюона или электрона, H→ZZ → 4l. Хорошее разрешение в измерении энергии лептонов и линейность реконструкции обеспечивает появление узкого резонансного пика над гладким фоном. Основной фон происходит от канала распада двух Z-бозонов: ZZ → 4l. Наиболее благоприятным для поиска является диапазон масс между 120 и 150 ГэВ, где один из Z-бозонов находится вне массовой поверхности, образуя при распаде лептоны с более низкими значениями поперечного импульса. Важны также фоны от событий Zbb̃ → 4l и tt̃→4l. Для их подавления применяется условие изолированности лептонов.
    Набор моделированных событий распада бозона Хиггса H→4l перекрывал область масс от 120 до 600 ГэВ. Анализ этих событий чувствителен к неопределенностям в учете распределения материала в детекторе ATLAS, неоднородности магнитного поля детектора, точности знания пространственного положения Внутреннего детектора и Мюонного Спектрометра. События моделировались как для процессов лидирующего порядка LO, так и NLO.
    На рисунке 14.1.6 приведены полученные распределения реконструированных масс распадов бозона Хиггса на 4 лептона при разных значениях массы Н-бозона. Видно, что распределения сигнальных и фоновых событий существенно меняются в зависимости от массы Н-бозона. Ожидаемая значимость при регистрации бозона Хиггса на четыре лептона в зависимости от его массы для разных наблюдаемых лептонов показана на рис.14.1.7 для интегральной светимости 30 фб^-1. Её величина превышает 10 для части значений масс. На ранней стадии эксперимента важно экспериментально определить вклад фоновых событий Zbb̃ → 4l и tt̃→4l.

Поиск бозона Хиггса в распадах Н→ττ

    Как следует из рис.14.1.1, в области малых масс вероятность распада Н-бозона на два фотона существенно превышается более вероятными модами распада на два τ-лептона или два b-кварка. Последние, несмотря на большое сечение благодаря механизму глюонного слияния и высокой вероятности распада, достаточно трудно наблюдать из-за большого фона процессов квантовой хромодинамики. Более результативным может быть поиск бозона Хиггса в распадах на два τ-лептона, особенно в случае, когда Н-бозон рождается в сопровождении двух адронных струй с большими поперечными импульсами. Такие состояния образуются в основном через механизм слияния векторных бозонов VBF. С другой стороны, в MSSM вероятность распада Н→γγ подавлена и это также делает актуальным измерение распадов Н→ττ. 
    Для изучения возможности наблюдать распад Н→τ⁺τ^- на начальной стадии эксперимента было выполнено моделирование в полном объеме распадов с двумя лептонами (ll ), лептоном и адроном(lh) и двумя адронами (hh) для VBF механизма образования Н. Вследствие малого сечения сигнала идентификация наблюдаемых частиц в этом анализе очень важна. Кроме того, важен триггер на лептоны с малым поперечным импульсом и специальный триггер на τ-лептон.

Для выбора состояний с двумя лептонами (ll) и лептоном и адроном (lh) использовался простейший триггер на изолированный электрон с р_т ≥ 22 ГэВ и изолированных мюон с р_т ≥ 20 ГэВ, хотя в детекторе ATLAS существуют возможноcти использования более сложных конфигураций триггера.
    Механизм VBF обеспечивает специфические свойства струй, многие из которых позволяют эффективно выделять события сигнала и подавлять фоновые события. Наиболее важной особенностью этого механизма служит присутствие двух кварковых струй, «меченых» струй, с большими поперечными импульсами в передней области, разделенных большим интервалом по псевдобыстроте. Такие события уже рассматривались выше при отборе событий с распадом на два фотона в сопровождении двух струй. В таком электрослабом механизме из-за цветовой когерентности между «мечеными» струями КХД излучение подавлено и может применяться вето на активность в центральной области. На рис.14.1.8а показано распределение по псевдобыстроте η струи с максимальным р_т (слева) и второй по величине р_т струи (справа) для сигнала VBF рождения бозона Хиггса с массой 120 ГэВ и его распада на два мюона(сплошная линия) и фоновых событий. Видно, что струи в событиях сигнала и фона имеют разное распределении. Для фоновых событий струи находятся в основном в центральной области, для сигнальных событий – при больших η. Промежуток по псевдобыстроте между струями для сигнальных событий оказывается больше, как это демонстрирует рис.14.1.8б. Распределения по эффективной массе этих же струй показаны на том же рисунке. Видно, что ограничивая величину эффективной массы струй, можно отсечь большую часть фоновых событий.

При выделении распадов Н→ττ большое значение имеет также ограничение на величину поперечной недостающей энергии, так как при распаде τ-лептонов часть энергии уносят нейтрино.
    Для выделения событий Н→ττ, где оба лептона распадаются по лептонному каналу, критерии выделения сигнала таковы. После триггера на изолированный лептон требуется наличие двух лептонов одного типа с противоположными знаками заряда и недостающей поперечной энергией в событии более 40 ГэВ. Обе струи τ-лептона должны смотреть в противоположные стороны по азимутальному угла, чтобы выполнялось условие коллинеарности (cos (Δφ) > -0,9). В событии должны быть по крайней мере одна струя с р_т > 40 ГэВ, и вторая с р_т > 20 ГэВ. Струи при больших η должны быть в разных полусферах и не быть образованы b-кварками. Промежуток псевдобыстроты между струями при больших η больше 4,4, а эффективная масса этих струй больше 700 ГэВ. Не должно быть других струй в центральной области |η| < 3,2 c р_т .≥ 20 ГэВ. Массовое окно для сигнала эффективной массы двух τ-лептонов ± 15 ГэВ относительно массы Н-бозона.
    Совместная аппроксимация распределений сигнальных и фоновых событий при выделении сигнала Н→τ⁺τ^- для мод распада τ-лептонов (ll) приведена на рис.14.1.9.

Значимость сигнала распада Н→τ⁺τ^-. ожидаемая для нескольких значений массы бозона Хиггса при интегральной светимости 30 фб^-1 для типов распада τ-лептонов (lh) и (ll) показана на рис.14.1.10. Наложение других событий не учитывалось.

Значимость сигнала распада Н→τ⁺τ^-. ожидаемая для нескольких значений массы бозона Хиггса при интегральной светимости 30 фб^-1 для типов распада τ-лептонов (lh) и (ll) показана на рис.14.1.10. Наложение других событий не учитывалось.

Возможен поиск Н-бозона в каналах раcпада Н→WW c рождением Н-бозона за счет слияния глюонов и механизма VBF, а также распадов Н→WW (*) при ассоциированном рождении Н с W илиtt̃.

Перспективы поиска бозона Хиггса MSSM

    При минимальном суперсимметричном расширении Стандартной модели MSSM возникают два дублета хиггсовских бозонов с тремя нейтральными наблюдаемыми состояниями и двумя заряженными. Рождение и распад нейтральных хиггсовских бозонов в MSSM и Стандартной модели (СМ) отличаются. Если в СМ для масс М_Н > 2MW доминируют распады на WW или ZZ, то в MSSM с большими значениями tanβ они или подавлены (в случае h и Н), или отсутствуют (в случае А). И наоборот, константа связи с фермионами третьего поколения оказывается большой для всей области параметров MSSM.

Рождение нейтральных бозонов Хиггса MSSM

    Основными механизмами рождения бозона Хиггса служат два, прямое рождение или ассоциативное, в сопровождении b-кварка. На рис.14.2.1 показаны диаграммы этих процессов образования бозона Хиггса. Символ Φ обозначает один из трех нейтральных бозонов А, Н или h.

 Механизм «прямого» рождение, диаграмма а), доминирует для области малых значений tanβ и его сечения значительно больше, чем в СМ. Для области больших tanβ он также преобладает для малым значений масс бозона А. Сечения этого процесса для моделирования были вычислены до NLO порядка. 
    Применяются разные теоретические подходы к вычислению сечений рождения бозона Хиггса ассоциативно с b-кварком, каждый из них использует одну из диаграмм от b) до е) в качестве лидирующего приближения LO.

• Сечение процесса gg→bb̃Φ рассчитано с точностью до NLO для случая, когда оба b-кварка имеют большие поперечные импульсы, где такие расчеты надежны. Если один или нет b-кварка с большим р_т, сечения в NLO получены интегрированием по импульсу одного или обоих b-кварков с малыми р_т.
• Для bb̃→Φ расчеты выполнены для NLO и NNLO приближения. Они считаются надежными в случае, когда не требуется наблюдать b-кварк.
• Процесс bg→ bΦ является смешанным случаем двух предыдущих. Он рассчитан с точностью NLO и надежность высока, если наблюдается один b-кварк с большим поперечным импульсом в конечном состоянии.
• Процесс qq→ bb̃Φ по сравнению с gg→bb̃Φ при энергии LHC имеет вклад на уровне 1% и приведен лишь для полноты изложения.

    Сравнение расчетов для инклюзивных и эксклюзивных сечений показаны на рис.14.2. В диапазоне масс бозона Хиггса от 100 до 400 ГэВ сечения уменьшаются на два порядка по величине.