Un mapa detallado de las interacciones del bosón de Higgs por el experimento ATLAS diez años después del descubrimiento

Nature volumen 607, páginas 52–59 (2022)Citar este artículo

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El modelo estándar de física de partículas1,2,3,4 describe las partículas y fuerzas fundamentales conocidas que componen nuestro Universo, con la excepción de la gravedad. Una de las características centrales del modelo estándar es un campo que impregna todo el espacio e interactúa con las partículas fundamentales5,6,7,8,9. La excitación cuántica de este campo, conocida como campo de Higgs, se manifiesta como el bosón de Higgs, la única partícula fundamental sin espín. En 2012, los experimentos ATLAS y CMS en el Gran Colisionador de Hadrones del CERN10,11 observaron una partícula con propiedades consistentes con el bosón de Higgs del modelo estándar. Desde entonces, el experimento ATLAS ha registrado más de 30 veces más bosones de Higgs, lo que ha permitido mediciones mucho más precisas y nuevas pruebas de la teoría. Aquí, sobre la base de este conjunto de datos más grande, combinamos una cantidad sin precedentes de procesos de producción y descomposición del bosón de Higgs para examinar sus interacciones con las partículas elementales. Se estudian en detalle las interacciones con gluones, fotones y bosones W y Z, los portadores de las fuerzas fuerte, electromagnética y débil. Las interacciones con tres partículas de materia de tercera generación (quarks bottom (b) y top (t) y leptones tau (τ)) están bien medidas y están surgiendo indicaciones de interacciones con una partícula de segunda generación (muones, μ). Estas pruebas revelan que el bosón de Higgs descubierto hace diez años es notablemente consistente con las predicciones de la teoría y proporciona restricciones estrictas en muchos modelos de nuevos fenómenos más allá del modelo estándar.

El modelo estándar de física de partículas ha sido probado por muchos experimentos desde su formulación1,2,3,4 y, después de tener en cuenta las masas de los neutrinos, hasta el momento no se han establecido discrepancias entre las observaciones experimentales y sus predicciones. Una característica central del modelo estándar es la existencia de un campo cuántico sin espín que impregna el Universo y da masa a las partículas elementales masivas. Probar la existencia y las propiedades de este campo y su partícula asociada, el bosón de Higgs, ha sido uno de los principales objetivos de la física de partículas durante varias décadas. En el modelo estándar, la fuerza de la interacción, o 'acoplamiento', entre el bosón de Higgs y una partícula determinada está completamente definida por la masa y el tipo de la partícula. No existe un acoplamiento directo con los mediadores de fuerza del modelo estándar sin masa, los fotones y los gluones, mientras que en la teoría hay tres tipos de acoplamientos con las partículas masivas. El primero es el acoplamiento 'gauge' del bosón de Higgs con los mediadores de la fuerza débil, los bosones vectoriales W y Z. Demostrar la existencia de acoplamientos de calibre es una prueba esencial del mecanismo de ruptura de simetría electrodébil espontáneo5,6,7,8,9. El segundo tipo de acoplamiento implica otra interacción fundamental, la interacción de Yukawa, entre el bosón de Higgs y las partículas de materia, o fermiones. El tercer tipo de acoplamiento es el "autoacoplamiento" del bosón de Higgs consigo mismo. Una predicción central de la teoría es que los acoplamientos escalan con las masas de las partículas y todos se predicen con precisión una vez que se conocen todas las masas de las partículas. La determinación experimental de los acoplamientos del bosón de Higgs a cada partícula individual proporciona pruebas importantes e independientes del modelo estándar. También proporciona restricciones estrictas sobre las teorías más allá del modelo estándar, que generalmente predicen diferentes patrones de valores de acoplamiento.

En 2012, los experimentos ATLAS12 y CMS13 en el Gran Colisionador de Hadrones (LHC)14 del CERN anunciaron el descubrimiento de una nueva partícula con propiedades consistentes con las previstas para el bosón de Higgs del modelo estándar10,11. Mediciones más precisas que utilizaron todos los datos de colisión protón-protón tomados durante el primer período de toma de datos de 2011 a 2012 en el LHC (Ejecución 1) mostraron evidencia de que, en contraste con todas las demás partículas fundamentales conocidas, las propiedades de las partículas descubiertas partícula eran consistentes con la hipótesis de que no tiene espín15,16. También se probaron hipótesis alternativas de espín-1 y espín-2 y se excluyeron con un alto nivel de confianza. También se realizaron investigaciones de las propiedades de paridad y conjugación de carga (CP) de la nueva partícula, lo que demuestra la consistencia con el estado cuántico CP-par predicho por el modelo estándar, al tiempo que permite pequeñas mezclas de modelo no estándar CP-par o CP -estados impares15,16. Los límites de la vida útil de la partícula se obtuvieron mediante mediciones indirectas de su ancho natural15,16,17,18,19. Además, se lograron mediciones más precisas de las interacciones de la nueva partícula con otras partículas elementales20. Los resultados de todas estas investigaciones demostraron que sus propiedades eran compatibles con las del modelo estándar del bosón de Higgs. Sin embargo, las incertidumbres estadísticas asociadas con estas primeras mediciones permitieron un espacio considerable para posibles interpretaciones de los datos en términos de nuevos fenómenos más allá del modelo estándar y dejaron sin probar muchas predicciones del modelo estándar.

La caracterización del bosón de Higgs continuó durante el período de toma de datos de la Prueba 2 entre 2015 y 2018. Se prevé que se hayan producido alrededor de 9 millones de bosones de Higgs en el detector ATLAS durante este período, de los cuales solo alrededor del 0,3 % son accesibles experimentalmente. Se trata de 30 veces más eventos que en el momento de su descubrimiento, debido a la mayor tasa de colisiones y al aumento de la energía de colisión de 8 teraelectronvoltios (TeV) a 13 TeV, lo que eleva la tasa de producción. En este artículo, el conjunto de datos completo de la Serie 2, que corresponde a una luminosidad integrada de 139 femtobarns inversos (fb−1), se usa para medir las tasas de producción y decaimiento del bosón de Higgs, que se usan para estudiar los acoplamientos entre el bosón de Higgs y el bosón de Higgs. las partículas involucradas. Esto mejora las mediciones anteriores obtenidas con conjuntos de datos parciales de Run 221,22. Las predicciones correspondientes dependen del valor de la masa del bosón de Higgs, que ahora ha sido medido por los experimentos ATLAS y CMS23,24,25 con una incertidumbre de aproximadamente 0,1%. Las predicciones empleadas en este artículo utilizan el valor central combinado de 125,09 GeV23.

El proceso de producción dominante en el LHC, que representa aproximadamente el 87% de la producción de bosones de Higgs, es el proceso de fusión gluón-gluón (ggF) mediado por bucles de quarks pesados. El segundo proceso más copioso es la fusión de bosones vectoriales (VBF), en la que dos bosones débiles, ya sean bosones Z o W, se fusionan para producir un bosón de Higgs (7%). El siguiente en tasa es la producción de un bosón de Higgs en asociación con un bosón débil (V = W, Z) (4%). La producción de un bosón de Higgs en asociación con un par de quarks top \((t\bar{t}H)\) o quarks bottom \((b\bar{b}H)\) cada uno representa aproximadamente el 1% de la tasa total. La contribución de otros procesos \(q\bar{q}H\) es mucho menor y experimentalmente no accesible. Solo alrededor del 0,05% de los bosones de Higgs se producen en asociación con un solo quark top (tH). Los diagramas representativos de Feynman de estos procesos se muestran en la Fig. 1a-e. Después de que se produce, se predice que el bosón de Higgs decaerá casi instantáneamente, con una vida útil de 1,6 × 10−22 segundos. Más del 90 % de estas desintegraciones se producen a través de ocho modos de desintegración (Fig. 1f–i): desintegraciones en pares de bosones de norma, es decir, bosones W con una probabilidad, o fracción de ramificación, del 22 %, bosones Z del 3 %, fotones ( γ) 0,2 %, bosón Z y fotón 0,2 %, así como desintegraciones en pares de fermiones, es decir, quarks b 58 %, quarks c 3 %, leptones τ 6 % y muones (μ) 0,02 %. También puede haber desintegraciones del bosón de Higgs en partículas invisibles, por encima de la predicción del modelo estándar de 0,1%, que también se buscan. Tales desintegraciones son posibles en teorías más allá del modelo estándar, postulando, por ejemplo, la existencia de partículas de materia oscura que no interactúan con el detector.

a–e, el bosón de Higgs se produce a través de la fusión gluón-gluón (a), la fusión del bosón vectorial (VBF; b) y la producción asociada con bosones vectoriales (c), pares de quarks top o b (d) o un solo quark top (mi). f–i, el bosón de Higgs se desintegra en un par de bosones vectoriales (f), un par de fotones o un bosón Z y un fotón (g), un par de quarks (h) y un par de leptones cargados (i) . Las interacciones del bosón de Higgs inducidas por bucles con gluones o fotones se muestran en azul, y los procesos que implican acoplamientos con bosones W o Z en verde, con quarks en naranja y con leptones en rojo. Se utilizan dos tonos diferentes de verde (naranja) para separar los procesos de producción VBF y VH (\(t\bar{t}H\) y tH).

En este artículo, se combinan las mediciones mutuamente excluyentes de la producción y desintegración del bosón de Higgs que prueban todos los procesos enumerados anteriormente, teniendo en cuenta las correlaciones entre sus incertidumbres. En una sola medida, diferentes acoplamientos generalmente contribuyen en la producción y descomposición. Por lo tanto, la combinación de todas las medidas es necesaria para restringir estos acoplamientos individualmente. Esto permite realizar pruebas clave del sector de Higgs del modelo estándar, incluida la determinación de las fuerzas de acoplamiento del bosón de Higgs con varias partículas fundamentales y un estudio exhaustivo de las propiedades cinemáticas de la producción del bosón de Higgs. Este último podría revelar nuevos fenómenos más allá del modelo estándar que no son observables a través de mediciones de las fuerzas de acoplamiento.

El experimento ATLAS12 en el LHC es un detector de partículas multipropósito con una geometría cilíndrica simétrica hacia adelante y hacia atrás y una cobertura cercana a 4π en ángulo sólido. El detector registra las señales digitalizadas producidas por los productos de las colisiones de grupos de protones del LHC, en lo sucesivo denominadas "eventos" de colisión. Está diseñado para identificar una amplia variedad de partículas y medir sus momentos y energías. Estas partículas incluyen electrones, muones, τ leptones y fotones, así como gluones y quarks, que producen chorros colimados de partículas en el detector. Debido a que los chorros de los quarks b y c contienen hadrones con una vida útil relativamente larga, pueden identificarse observando un vértice de decaimiento, que generalmente ocurre a una distancia medible del punto de colisión. La presencia de partículas que no interactúan con el detector, como los neutrinos, se puede inferir sumando los momentos vectoriales de las partículas visibles en el plano transversal al haz e imponiendo la conservación de los momentos transversales.

Los componentes del detector más cercanos al punto de colisión miden las trayectorias y los momentos de las partículas cargadas. Este espectrómetro interior está rodeado de calorímetros que se utilizan en la identificación de partículas y en la medida de sus energías. Los calorímetros están a su vez rodeados por un espectrómetro exterior dedicado a medir las trayectorias y los momentos de los muones, la única partícula cargada que viaja a través de los calorímetros. Se optimizó un sistema de disparo de dos niveles para la toma de datos de la Serie 226 para seleccionar eventos de interés a una velocidad de alrededor de 1 kHz de las colisiones de grupos de protones que ocurren a una velocidad de 40 MHz. Se utiliza un extenso paquete de software27 en la simulación, reconstrucción y análisis de datos reales y simulados, en las operaciones del detector y en los sistemas de activación y adquisición de datos del experimento.

Los análisis de física generalmente se enfocan en procesos particulares de producción y descomposición y miden la cantidad de candidatos a bosones de Higgs observados después de tener en cuenta los procesos de fondo que no son de Higgs. Para determinar las fuerzas de las interacciones del bosón de Higgs, se realizan ajustes simultáneos con diferentes suposiciones motivadas físicamente en un conjunto combinado de medidas complementarias. Los pesos relativos de las mediciones de entrada en la combinación dependen de las eficiencias de selección del análisis, de las tasas de señal asociadas con los procesos de Higgs estudiados por el análisis, de las relaciones señal-fondo y de las incertidumbres sistemáticas asociadas.

Para cada modo de descomposición que ingresa a la combinación, el proceso de producción se evalúa a través de la clasificación de eventos basada en las propiedades de las partículas producidas en asociación con el bosón de Higgs, principalmente a través de enfoques de aprendizaje automático dedicados. A menos que se indique lo contrario, los estudios de cada modo de descomposición consideran todas las contribuciones individuales o combinadas de seis procesos de producción: ggF, VBF, WH, ZH, \(t\bar{t}H\) y tH. Las interacciones del bosón de Higgs se exploran más a fondo mediante la clasificación de eventos adicionales de cada proceso de producción en función de las propiedades cinemáticas del bosón de Higgs producido y las partículas asociadas.

La entrada a la medición combinada incluye los últimos resultados de los modos de decaimiento que inicialmente condujeron al descubrimiento del bosón de Higgs: H → ZZ → ℓ+ℓ−ℓ+ℓ− se desintegra28 con dos bosones Z que posteriormente se desintegran en un par de electrones con carga opuesta o muones; H → W ±W∓ → ℓ±νℓℓ∓νℓ decae apuntando por separado a los procesos de producción ggF y VBF29, y WH y ZH30; y H → γγ decae31 con dos fotones de alta energía. Esta última es la única medida utilizada para discriminar entre los procesos \(t\bar{t}H\) y tH. Estos modos de decaimiento del dibosón se complementan por primera vez con una búsqueda del decaimiento raro H → Zγ → ℓ+ℓ−γ32. Las desintegraciones de los bosones de Higgs a fermiones también se exploran ampliamente. La medición del modo de decaimiento \(H\to b\bar{b}\) dominante es particularmente desafiante debido a un fondo de múltiples chorros muy grande, que se puede suprimir al requerir la presencia de partículas adicionales características del WH o ZH33 ,34, VBF35 y \(t\bar{t}H\)36 procesos de producción. Como nueva entrada, también se consideran los eventos de señal \(H\to b\bar{b}\) totalmente hadrónicos con un gran momento transversal del bosón de Higgs37, lo que proporciona por primera vez sensibilidad al proceso de producción de ggF en este modo de decaimiento. La sensibilidad de la última medición en el modo de decaimiento H → τ+τ−38 ahora se extiende al VH y los procesos de producción combinados de \(t\bar{t}H\) y tH. Además de las medidas de \(t\bar{t}H\) obtenidas en los modos de decaimiento γγ, τ+τ− y ZZ, un análisis complementario que es sensible a τ+τ−, \({W}^{\ pm }{W}^{\mp }\) y ZZ se desintegra utilizando eventos con múltiples leptones en el estado final39. Las mediciones considerablemente más desafiantes de los acoplamientos del bosón de Higgs con los fermiones de segunda generación se exploran a través de búsquedas del decaimiento H → μ+μ−40 y, incluidas en la combinación por primera vez, \(H\to c\bar{c}\ ) decadencia41. Debido al gran fondo de múltiples chorros, actualmente solo se accede al último modo de decaimiento a través de la producción de WH y ZH. Finalmente, las entradas a la combinación se complementan con las últimas búsquedas directas en los procesos de producción de VBF y ZH para que el bosón de Higgs se desintegre en partículas invisibles que escapan del detector42,43. Un resumen de estas medidas de entrada utilizadas en la combinación está disponible en la Tabla 1 de datos ampliados.

Todas las mediciones de entrada se realizan con el conjunto completo de datos de la Serie 2, excepto las mediciones de trabajos anteriores30,39, que utilizan un conjunto de datos parcial de la Serie 2 recopilados durante 2015 y 2016. Las búsquedas directas de decaimiento del bosón de Higgs invisible y la \(H Las mediciones de \to c\bar{c}\) se emplean solo para las mediciones de las fuerzas de acoplamiento del bosón de Higgs relevantes, y las mediciones de \(H\to b\bar{b}\) en momentos transversales elevados del bosón de Higgs37 se consideran solo cuando probando las propiedades cinemáticas de la producción del bosón de Higgs. Todos los demás insumos se utilizan para las mediciones de secciones transversales de producción, fracciones de ramificación y fuerzas de acoplamiento. La medición de las propiedades cinemáticas de la producción del bosón de Higgs excluye las mediciones de entrada de trabajos anteriores30,32,39,40,41, debido a su limitada sensibilidad.

Los análisis realizados con los datos de Run 2 introducen una serie de mejoras, lo que a menudo da como resultado sensibilidades de señal hasta un 50 % mejores en comparación con las esperadas solo con el aumento en la cantidad de datos analizados. Estas mejoras incluyen una mejor reconstrucción de partículas (optimizada para hacer frente a una mayor cantidad de interacciones de protones por cruce de grupos), reconstrucción dedicada de desintegraciones \(H\to b\bar{b}\) altamente potenciadas por Lorentz, una mayor cantidad de eventos simulados , mayor granularidad de las regiones cinemáticas que se prueban en cada proceso de producción, y mejores predicciones de la teoría de la señal y el fondo.

El modelo estándar se prueba comparando las tasas de señal observadas con las predicciones teóricas que requieren cálculos de última generación de secciones transversales de producción de bosones de Higgs y fracciones de ramificación44,45,46,47,48,49,50. Todas las eficiencias de reconstrucción de señales y la mayoría de las tasas de fondo se predicen a partir de la simulación. La simulación se complementa con el uso de datos de control dedicados de señal agotada para mediciones de procesos de fondo seleccionados y para restringir las eficiencias de selección de señal. Se utilizó un conjunto común de generadores de eventos en todos los análisis para describir las interacciones de gluones y quarks en las colisiones protón-protón. Las partículas generadas pasaron por una simulación detallada de la respuesta del detector ATLAS antes de su reconstrucción e identificación.

El análisis estadístico de los datos se describe con más detalle en Métodos. Se basa en un formalismo de verosimilitud, donde el producto de las funciones de verosimilitud que describen cada una de las medidas de entrada se calcula para obtener una verosimilitud combinada51. Los efectos de las incertidumbres sistemáticas experimentales y teóricas sobre la señal predicha y los rendimientos de fondo se implementan mediante la inclusión de parámetros molestos en la función de probabilidad. Los valores de esos parámetros adicionales están completamente determinados por los datos incluidos o restringidos por términos gaussianos que multiplican la probabilidad. Los efectos de las incertidumbres que afectan a múltiples mediciones se propagan coherentemente a través del ajuste mediante el uso de parámetros molestos comunes.

La prueba estadística de una hipótesis de señal dada, utilizada para la medición de los parámetros de interés, se realiza con una estadística de prueba que se basa en la razón de verosimilitud del perfil52. Los intervalos de confianza de los parámetros medidos y el valor p utilizado para probar la compatibilidad de los resultados y las predicciones del modelo estándar se construyen a partir de la distribución del estadístico de prueba, que se obtiene mediante fórmulas asintóticas52.

La incertidumbre total en la medida de un determinado parámetro de interés se puede descomponer en diferentes componentes. La incertidumbre estadística se obtiene de un ajuste con todos los parámetros de interferencia restringidos externamente establecidos en sus valores de mejor ajuste. La incertidumbre sistemática, cuyo valor cuadrático se evalúa como la diferencia entre los cuadrados de la incertidumbre total y la incertidumbre estadística, se puede descomponer en categorías estableciendo todos los subconjuntos relevantes de parámetros molestos en sus valores de mejor ajuste.

Las tasas de producción del bosón de Higgs se prueban mediante el ajuste de probabilidad a los rendimientos de señal observados descritos anteriormente. Debido a que la sección transversal de producción σi y la fracción de ramificación Bf para un proceso de producción específico i y un modo de decaimiento f no se pueden medir por separado sin más suposiciones, el rendimiento de la señal observado para un proceso dado se expresa en términos de un único modificador de intensidad de señal \( {\mu }_{if}=({\sigma }_{i}/{\sigma }_{i}^{{\rm{SM}}})({B}_{f}/{B} _{f}^{{\rm{SM}}})\), donde el superíndice 'SM' denota la predicción del modelo estándar correspondiente. Suponiendo que todos los procesos de producción y descomposición escalan con la misma intensidad de señal global μ = μsi, la tasa de producción del bosón de Higgs inclusivo en relación con la predicción del modelo estándar se mide como

La incertidumbre de medición total se descompone en componentes para incertidumbres estadísticas, incertidumbres sistemáticas experimentales e incertidumbres teóricas tanto en la señal como en el modelado de fondo. Tanto las incertidumbres experimentales como las teóricas son casi un factor de dos más bajas que en el resultado de la Prueba 120. La medición presentada reemplaza la combinación anterior de ATLAS con un conjunto de datos parcial de la Serie 222, lo que reduce la última incertidumbre de medición total en aproximadamente un 30 %.

La producción del bosón de Higgs también se estudia por proceso individual. A diferencia de los productos de desintegración del quark top de la producción de \(t\bar{t}H\), la eficiencia de identificación de los chorros b de la producción de \(b\bar{b}H\) es baja, lo que hace que \(b \bar{b}H\) proceso experimentalmente indistinguible de la producción de ggF. Los procesos \(b\bar{b}H\) y ggF por lo tanto se agrupan, con \(b\bar{b}H\) contribuyendo en una cantidad relativamente pequeña: del orden del 1% al total \({ \rm{g}}{\rm{g}}{\rm{F}}+b\bar{b}H\) producción. En los casos en que se combinan varios procesos, la combinación supone que las fracciones relativas de los componentes son las del modelo estándar dentro de las incertidumbres teóricas correspondientes. Los resultados se obtienen del ajuste a los datos, donde la sección transversal de cada proceso productivo es un parámetro libre del ajuste. Las fracciones de ramificación del decaimiento del bosón de Higgs se establecen en sus valores de modelo estándar, dentro de las incertidumbres especificadas anteriormente44. Los resultados se muestran en la Fig. 2a.

a, Las secciones transversales para diferentes procesos de producción de bosones de Higgs se miden asumiendo valores de modelo estándar (SM) para las fracciones de ramificación de descomposición. b, Las fracciones de ramificación para diferentes modos de decaimiento del bosón de Higgs se miden asumiendo valores de SM para las secciones transversales de producción. Los paneles inferiores muestran las proporciones de los valores medidos a sus predicciones de SM. La barra vertical en cada punto indica el intervalo de confianza del 68%. El valor de p para la compatibilidad de la medición y la predicción SM es del 65 % para a y del 56 % para b. Los datos son de ATLAS Run 2.

Todos los resultados de las mediciones son compatibles con las predicciones del modelo estándar. Para los procesos de producción de ggF y VBF, que se observaron previamente en los datos de la Corrida 1, las secciones transversales se miden con una precisión del 7 % y el 12 %, respectivamente. Ahora también se observan los siguientes procesos de producción: WH con una señal significativa observada (esperada) de 5,8 (5,1) desviaciones estándar (σ), ZH con 5,0σ (5,5σ) y la \(t\bar{t}H\ combinada ) y los procesos de producción de tH con 6.4σ (6.6σ), donde se obtienen las significaciones esperadas de la señal bajo la hipótesis del modelo estándar. Las mediciones separadas de \(t\bar{t}H\) y tH conducen a un límite superior observado (esperado) en la producción de tH de 15 (7) veces la predicción del modelo estándar al 95% de nivel de confianza (CL), con un coeficiente de correlación negativa relativamente grande del 56% entre las dos mediciones. Esto se debe a la contaminación cruzada entre los procesos \(t\bar{t}H\) y tH en el conjunto de eventos reconstruidos que proporcionan la mayor sensibilidad a estos procesos de producción.

Las fracciones de ramificación de los modos de decaimiento de los bosones de Higgs individuales se miden ajustando las secciones transversales para los procesos de producción de bosones de Higgs a sus valores de modelo estándar respectivos. Los resultados se muestran en la figura 2b. Las fracciones de ramificación de las desintegraciones γγ, ZZ, \({W}^{\pm }{W}^{\mp }\) y τ+τ−, que ya se observaron en los datos de la Serie 1, se miden con un precisión que va del 10% al 12%. El modo de decaimiento \(b\bar{b}\) se observa con un significado de señal de 7.0σ (7.7σ esperado), y los significados de señal observados (esperados) para los decaimientos H → μ+μ− y H → Zγ son 2,0σ (1,7σ) y 2,3σ (1,1σ), respectivamente.

Las suposiciones sobre las contribuciones relativas de diferentes procesos de descomposición o producción en las mediciones anteriores se relajan al medir directamente el producto de la sección transversal de producción y la fracción de ramificación para diferentes combinaciones de procesos de producción y descomposición. Los resultados correspondientes se muestran en la Fig. 3. Las mediciones están de acuerdo con la predicción del modelo estándar.

La barra horizontal en cada punto denota el intervalo de confianza del 68%. Las bandas grises estrechas indican las incertidumbres teóricas en la sección transversal del modelo estándar (SM) multiplicadas por las predicciones de la fracción de ramificación. El valor de p para la compatibilidad de la medición y la predicción SM es del 72%. σi Bf se normaliza a la predicción SM. Los datos son de ATLAS Run 2.

Para determinar el valor de la fuerza de acoplamiento de un bosón de Higgs en particular, se requiere un ajuste simultáneo de muchas mediciones de fracciones de ramificación de tiempos de producción individuales. El ajuste de acoplamiento presentado aquí se realiza dentro del marco κ53 con un conjunto de parámetros κ que afectan las fuerzas de acoplamiento del bosón de Higgs sin alterar ninguna distribución cinemática de un proceso dado.

Dentro de este marco, la sección transversal multiplicada por la fracción de ramificación para una medición individual se parametriza en términos de los modificadores de fuerza de acoplamiento multiplicativos κ. Un modificador de fuerza de acoplamiento κp para un proceso de producción o descomposición a través del acoplamiento a una partícula dada p se define como \({\kappa }_{p}^{2}={\sigma }_{p}/{\sigma } _{p}^{{\rm{SM}}}\) o \({\kappa }_{p}^{2}={\varGamma }_{p}/{\varGamma }_{p}^ {{\rm{SM}}}\), respectivamente, donde Γp es el ancho de descomposición parcial en un par de partículas p. La parametrización tiene en cuenta que el ancho de desintegración total depende de todos los modos de desintegración incluidos en las mediciones actuales, así como desintegraciones directas o indirectas actualmente no detectadas o invisibles predichas por el modelo estándar (como las de gluones, quarks ligeros o neutrinos) y el hipotético se descompone en partículas modelo no estándar. Las desintegraciones a partículas de modelo no estándar se dividen en desintegraciones a partículas invisibles y otras desintegraciones que pasarían desapercibidas debido a grandes fondos. Las fracciones de ramificación correspondientes para los dos se denotan por Binv. y Bu., respectivamente.

A continuación, se consideran tres clases de modelos con cada vez menos supuestos sobre los modificadores de la fuerza de acoplamiento. Se asumen valores de modelo estándar para los modificadores de la fuerza de acoplamiento de los fermiones de primera generación, y los modificadores de los quarks de segunda generación se establecen en los de la tercera generación, excepto cuando κc se deja flotando libremente en el ajuste. Debido a sus pequeños tamaños, no se espera que estos acoplamientos afecten notablemente a ninguno de los resultados. La producción de ggF y las desintegraciones H → γγ y H → Zγ son procesos inducidos por bucles. Se expresan en términos de los factores de escala de fuerza de acoplamiento más fundamentales correspondientes a las partículas que contribuyen a los procesos inducidos por bucle en el modelo estándar, o se tratan utilizando modificadores de fuerza de acoplamiento efectivos κg, κγ y κZγ, respectivamente. El último escenario explica las posibles contribuciones de bucle de partículas más allá del modelo estándar. La pequeña contribución del proceso gg → ZH inducido por bucle siempre se parametriza en términos de los acoplamientos a las partículas modelo estándar correspondientes.

El primer modelo prueba un factor de escala para los bosones vectoriales, κV = κW = κZ, y un segundo, κF, que se aplica a todos los fermiones. En general, la predicción del modelo estándar de κV = κF = 1 no se cumple en las extensiones del modelo estándar. Por ejemplo, los valores de κV y κF serían inferiores a 1 en modelos en los que el bosón de Higgs es una partícula compuesta. Los acoplamientos efectivos correspondientes a los procesos inducidos por bucles ggF, H → γγ y H → Zγ se parametrizan en términos de los acoplamientos del modelo estándar fundamental. Se supone que no hay desintegraciones del bosón de Higgs invisibles o no detectadas más allá del modelo estándar, es decir, Binv. = Bu. = 0. Como solo el signo relativo entre κV y κF es físico y se ha excluido un signo relativo negativo con un alto nivel de confianza20, se asumen κV ≥ 0 y κF ≥ 0. La figura 4 muestra los resultados de un ajuste combinado en el plano (κV, κF). Los valores de mejor ajuste y sus incertidumbres del ajuste combinado son κV = 1,035 ± 0,031 y κF = 0,95 ± 0,05, compatibles con las predicciones del modelo estándar. Se observa una correlación positiva relativamente grande del 39% entre los dos parámetros de ajuste, porque algunas de las mediciones de entrada más sensibles involucran el proceso de producción de ggF (es decir, a través de acoplamientos a fermiones) con el posterior bosón de Higgs decayendo en bosones vectoriales.

Los datos se obtienen de un ajuste combinado asumiendo que no hay contribuciones de desintegraciones del bosón de Higgs del modelo no estándar invisible o no detectado. El valor de p para la compatibilidad de la medición combinada y la predicción del modelo estándar (SM) es del 14 %. Los datos son de ATLAS Run 2.

En la segunda clase de modelos, los modificadores de fuerza de acoplamiento para W, Z, t, b, c, τ y μ se tratan de forma independiente. Se supone que todos los modificadores son positivos. Se supone que solo las partículas del modelo estándar contribuyen a los procesos inducidos por bucles, y las modificaciones de los acoplamientos de fermiones y bosones vectoriales se propagan a través de los cálculos de bucles. No se consideran las desintegraciones invisibles o no detectadas del bosón de Higgs del modelo no estándar. Estos modelos permiten probar la escala predicha de los acoplamientos del bosón de Higgs a las partículas del modelo estándar en función de su masa utilizando los modificadores de fuerza de acoplamiento reducidos \(\sqrt{{\kappa }_{V}{g}_{ V}/2{\rm{vev}}}=\sqrt{{\kappa }_{V}}({m}_{V}/{\rm{vev}})\) para bosones débiles con masa mV y κFgF = κFmF/vev para fermiones con masa mF, donde gV y gF son las fuerzas de acoplamiento absolutas correspondientes y 'vev' es el valor esperado de vacío del campo de Higgs. La Figura 5 muestra los resultados para dos escenarios: uno con el acoplamiento a c quarks restringido por κc = κt para hacer frente a la baja sensibilidad a este acoplamiento; y el otro dejando κc como parámetro libre en el ajuste. Se encuentra que todos los modificadores de fuerza de acoplamiento medidos son compatibles con su predicción de modelo estándar. Cuando el modificador de la fuerza de acoplamiento κc se deja sin restricciones en el ajuste, se observa (espera) un límite superior de κc < 5,7 (7,6) veces la predicción del modelo estándar al 95% CL y la incertidumbre en cada uno de los otros parámetros aumenta debido a la restricción más débil resultante en el ancho total de caída. Esto mejora el límite actual observado (esperado) de κc < 8.5 (12.4) al 95 % CL de la medición individual de \(H\to c\bar{c}\) decae41 a pesar de las suposiciones relajadas sobre otros modificadores de la fuerza de acoplamiento, a través de restricciones provenientes de la parametrización del ancho total de decaimiento del bosón de Higgs que afecta todas las mediciones.

Se definen como κFmF/vev para fermiones (F = t, b, τ, μ) y \(\sqrt{{\kappa }_{V}}{m}_{V}/{\rm{vev}} \) para bosones vectoriales en función de sus masas mF y mV. Se muestran dos escenarios de ajuste con κc = κt (marcadores de círculos de colores) o κc que flota libremente en el ajuste (marcadores de cruces grises). Se supone que los procesos inducidos por bucles tienen la estructura del modelo estándar (SM), y no se permiten desintegraciones del bosón de Higgs a partículas que no sean SM. La barra vertical en cada punto indica el intervalo de confianza del 68%. Los valores de p para la compatibilidad de la medición combinada y la predicción SM son 56% y 65% ​​para los escenarios respectivos. El panel inferior muestra los valores de los modificadores de fuerza de acoplamiento. La flecha gris apunta en la dirección del valor de mejor ajuste y la barra de incertidumbre gris correspondiente se extiende más allá del rango del panel inferior. Los datos son de ATLAS Run 2.

La tercera clase de modelos en el marco κ sigue de cerca a la anterior, pero permite la presencia de partículas modelo no estándar en los procesos inducidos por bucles. Estos procesos están parametrizados por los modificadores de fuerza de acoplamiento efectivos κg, κγ y κZγ en lugar de propagar modificaciones de los acoplamientos de partículas del modelo estándar a través de los cálculos de bucle. También se supone que cualquier efecto potencial más allá del modelo estándar no afecta sustancialmente las propiedades cinemáticas de los productos de desintegración del bosón de Higgs. Los resultados de ajuste para el escenario en el que se supone que las desintegraciones del bosón de Higgs del modelo no estándar invisible o no detectado no contribuyen al ancho total de la desintegración de Higgs, es decir, Binv. = Bu. = 0, se muestran en la Fig. 6 junto con los resultados para el escenario que permite tales decaimientos. Para evitar soluciones degeneradas, este último restringe Bu. ≥ 0 e impone la restricción adicional κV ≤ 1 que surge naturalmente en varios escenarios de la física más allá del modelo estándar54,55. Todos los modificadores de fuerza de acoplamiento medidos son compatibles con sus predicciones de modelo estándar.

Las barras horizontales en cada punto indican el intervalo de confianza del 68%. El escenario en el que Binv. = Bu. = 0 se supone que se muestra como líneas sólidas con marcadores circulares. El valor de p para la compatibilidad con la predicción del modelo estándar (SM) es del 61 % en este caso. El escenario en el que Binv. y Bu. se les permite contribuir al ancho total de decaimiento del bosón de Higgs suponiendo que κV ≤ 1 y Bu. ≥ 0 se muestra como líneas discontinuas con marcadores cuadrados. El panel inferior muestra los límites superiores de 95% CL en Binv. y Bu.. Los datos son de ATLAS Run 2.

Cuando se permite que las desintegraciones del bosón de Higgs del modelo no estándar invisible o no detectado contribuyan al ancho total de desintegración del bosón de Higgs, los modificadores de la fuerza de acoplamiento medidos previamente no cambian significativamente y los límites superiores de Bu. < 0,12 (esperado 0,21) y Binv. < 0,13 (esperado 0,08) se establecen en 95% CL en la fracción de ramificación correspondiente. Este último mejora el mejor límite actual de Binv. < 0,145 (esperado 0,103) de búsquedas directas en ATLAS42.

En todos los escenarios probados, la incertidumbre estadística y sistemática contribuyen casi por igual a la incertidumbre total en la mayoría de las mediciones del parámetro κ. Las excepciones son κμ, κZγ, κc y Bu. mediciones, para las cuales la incertidumbre estadística aún domina.

Las propiedades cinemáticas de la producción del bosón de Higgs que prueban la estructura interna de sus acoplamientos se estudian en el marco de secciones transversales de plantilla simplificadas44,56,57,58. El marco divide el espacio de fase de los procesos de producción de bosones de Higgs del modelo estándar en un conjunto de regiones definidas por las propiedades cinemáticas específicas del bosón de Higgs y, cuando corresponda, de los chorros asociados, bosones W o bosones Z, como se describe en Métodos. Las regiones se definen para proporcionar sensibilidad experimental a las desviaciones de las predicciones del modelo estándar, para evitar grandes incertidumbres teóricas en estas predicciones y para minimizar la dependencia del modelo de sus extrapolaciones a las regiones de señal accesibles experimentalmente. Las secciones transversales de la señal medidas en cada una de las regiones cinemáticas introducidas se comparan con las predichas al asumir que las fracciones de ramificación y las propiedades cinemáticas del decaimiento del bosón de Higgs están descritas por el modelo estándar.

Los resultados de la medición simultánea en 36 regiones cinemáticas se presentan en la Fig. 7. En comparación con los resultados anteriores con un conjunto de datos más pequeño22, se prueba un número mucho mayor de regiones, particularmente en momentos transversales altos del bosón de Higgs, donde en muchos casos la sensibilidad a Se espera mejorar nuevos fenómenos más allá del modelo estándar. Todas las medidas son consistentes con las predicciones del modelo estándar.

La barra vertical en cada punto indica el intervalo de confianza del 68%. El valor de p para la compatibilidad de la medición combinada y la predicción del modelo estándar (SM) es del 94 %. Las regiones cinemáticas se definen por separado para cada proceso de producción, en función de la multiplicidad del chorro, el momento transversal del Higgs \(({p}_{{\rm{T}}}^{H})\) y los bosones vectoriales (\ ({p}_{{\rm{T}}}^{W}\) y \({p}_{{\rm{T}}}^{Z}\)) y la masa invariante de dos chorros (mjj). Las regiones 'enriquecidas con VH' y 'enriquecidas con VBF' con los requisitos respectivos de \({m}_{jj}\in [60,120)\,{\rm{GeV}}\) y \({m}_ {jj}\notin [60,120)\,{\rm{GeV}}\) se realzan en los eventos de señal de las producciones de VH y VBF, respectivamente. Los datos son de ATLAS Run 2.

En resumen, las tasas de producción y decaimiento del bosón de Higgs se midieron utilizando el conjunto de datos recopilados por el experimento ATLAS durante la ejecución 2 del LHC de 2015 a 2018. Se encontró que los resultados de la medición concuerdan excelentemente con las predicciones del modelo estándar. . En diferentes escenarios, se midieron los acoplamientos a los tres fermiones más pesados, el quark top, el quark b y el leptón τ, con incertidumbres que oscilaban entre el 7% y el 12% y se midieron los acoplamientos a los bosones débiles (Z y W). con incertidumbres de alrededor del 5%. Además, están surgiendo indicios de la presencia de bosones de Higgs muy raros que se desintegran en fermiones de segunda generación y en un bosón Z y un fotón. Finalmente, se realizó un estudio exhaustivo de la cinemática de producción del bosón de Higgs y también se encontró que los resultados eran compatibles con las predicciones del modelo estándar. En los diez años transcurridos desde su descubrimiento, el bosón de Higgs ha sido objeto de numerosas pruebas experimentales que han demostrado que, hasta el momento, su naturaleza es notablemente coherente con las predicciones del modelo estándar. Sin embargo, algunas de sus propiedades clave, como el acoplamiento del bosón de Higgs consigo mismo, aún no se han medido. Además, aún no se han observado algunos de sus raros modos de decaimiento y hay un amplio margen para que se descubran nuevos fenómenos más allá del modelo estándar. Se espera un progreso sustancial en estos frentes en el futuro, dado que se planean actualizaciones de detectores para los próximos años, que se espera que las incertidumbres sistemáticas se reduzcan considerablemente59 y que se prevé que el tamaño del conjunto de datos del LHC se multiplique por 20.

El detector ATLAS12 consta de un detector de seguimiento interno rodeado por un solenoide superconductor delgado, calorímetros electromagnéticos y de hadrones, y un espectrómetro de muones que incorpora tres grandes imanes toroidales superconductores con núcleo de aire.

ATLAS utiliza un sistema de coordenadas diestro con su origen en el punto de interacción nominal en el centro del detector y el eje z a lo largo del tubo del haz. El eje x apunta desde el punto de interacción al centro del anillo LHC, y el eje y apunta hacia arriba. Las coordenadas cilíndricas (r, ϕ) se utilizan en el plano transversal, siendo ϕ el ángulo acimutal alrededor del eje z. La pseudorapidez se define en términos del ángulo polar θ como η = −ln(tan(θ/2)).

El sistema del detector interno (ID) está sumergido en un campo magnético axial de 2-T y proporciona seguimiento de partículas cargadas en el rango |η| <2.5. El detector de píxeles de silicio de alta granularidad cubre la región del vértice y, por lo general, proporciona cuatro mediciones por pista, siendo el primer resultado normalmente en la capa B insertable (IBL) instalada antes de la ejecución 260,61. Le sigue el rastreador de microstrip de silicio (SCT), que generalmente proporciona ocho mediciones por pista. Estos detectores de silicio se complementan con el seguidor de radiación de transición (TRT), que permite la reconstrucción de seguimiento extendido radialmente hasta |η| <2.0. El TRT también proporciona información de identificación de electrones basada en la fracción de aciertos (típicamente 30 en total) por encima de un umbral de depósito de energía más alto correspondiente a la radiación de transición.

El sistema calorimétrico cubre el rango de pseudorapidez |η| <4.9. Dentro de la región |η| < 3.2, la calorimetría electromagnética es proporcionada por calorímetros de plomo/argón líquido (LAr) de alta granularidad de cilindro y tapa terminal, con una capa de premuestreador de LAr delgada adicional |η| < 1,8 para corregir la pérdida de energía en el material aguas arriba de los calorímetros. La calorimetría de hadrones es proporcionada por el calorímetro de acero/baldosa de centelleo, segmentado en tres estructuras de barril dentro de |η| < 1,7, y dos calorímetros de capa final de hadrones de cobre/LAr. La cobertura de ángulo sólido se completa con módulos calorímetros directos de cobre/LAr y tungsteno/LAr optimizados para mediciones de energía electromagnética y hadrónica, respectivamente.

El espectrómetro de muones (MS) comprende disparadores separados y cámaras de seguimiento de alta precisión que miden la desviación de los muones en un campo magnético generado por los imanes toroidales superconductores de núcleo de aire. La integral de campo de los toroides oscila entre 2,0 y 6,0 Tm en la mayor parte del detector. Tres capas de cámaras de precisión, cada una de las cuales consiste en capas de tubos de deriva monitoreados, cubren la región |η| < 2,7, complementado con cámaras de tira catódica en la región delantera, donde el fondo es más alto. El sistema de disparo de muones cubre el rango |η| < 2,4 con cámaras de placa resistiva en el cañón y cámaras de separación delgada en las regiones de la tapa del extremo.

El rendimiento de la reconstrucción de vértices y trayectorias en el detector interno, la resolución del calorímetro en los calorímetros electromagnéticos y hadrónicos y la resolución del momento del muón proporcionada por el espectrómetro de muones se dan previamente12.

Los eventos interesantes son seleccionados por el sistema de disparador de primer nivel implementado en hardware personalizado, seguido de selecciones realizadas por algoritmos implementados en software en el disparador de alto nivel62. El disparador de primer nivel acepta eventos de los cruces de grupos de 40 MHz a una velocidad inferior a 100 kHz, que el disparador de alto nivel reduce aún más para registrar eventos en el disco a aproximadamente 1 kHz.

Los resultados de la combinación presentada en este trabajo se obtienen a partir de una función de verosimilitud definida como el producto de las verosimilitudes de cada medida de entrada. El rendimiento observado en cada categoría de eventos reconstruidos sigue una distribución de Poisson cuyo parámetro es la suma de las contribuciones esperadas de la señal y el fondo. El número de eventos de señal en cualquier categoría k se divide en los diferentes modos de producción y decaimiento:

donde la suma indexada por i corre sobre los procesos de producción (ggF, VBF, WH, ZH, \(t\bar{t}H\), tH) o sobre el conjunto de las regiones cinemáticas de producción medidas, y la suma indexada por f recorre los estados finales de descomposición (ZZ, WW, γγ, Zγ, \(b\bar{b}\), \(c\bar{c}\), τ+τ−, μ+μ−). La cantidad \({ {\mathcal L} }_{k}\) es la luminosidad integrada del conjunto de datos utilizado en la categoría k, y \({(A\epsilon )}_{if}^{k}\) es el factor de eficiencia de selección de tiempos de aceptación para el proceso de producción i y el modo de descomposición f en la categoría k. Las aceptaciones y eficiencias se obtienen de la simulación (corregidas por medidas de calibración en los datos de control de las eficiencias). Sus valores están sujetos a variaciones debido a incertidumbres sistemáticas experimentales y teóricas. Las secciones transversales σi y las fracciones de ramificación Bf son los parámetros de interés del modelo. Dependiendo del modelo que se esté probando, son parámetros libres, establecidos en su predicción de modelo estándar o parametrizados como funciones de otros parámetros. Todas las secciones transversales se definen en el rango de rapidez del bosón de Higgs |yH| < 2,5, que está relacionado con el ángulo polar del impulso del bosón de Higgs en el detector y corresponde aproximadamente a la región de sensibilidad experimental.

El impacto de las incertidumbres sistemáticas experimentales y teóricas en la señal predicha y los rendimientos de fondo se tienen en cuenta mediante parámetros molestos incluidos en la función de probabilidad. Los rendimientos de la señal predicha de cada proceso de producción, las fracciones de ramificación y la aceptación de la señal en cada categoría de análisis se ven afectados por las incertidumbres teóricas. Por lo tanto, la función de verosimilitud combinada se expresa como:

donde nk,b, \({n}_{k,b}^{{\rm{señal}}}\) y \({n}_{k,b}^{{\rm{bkg}}} \) representan el número de eventos observados, el número de eventos de señal esperados y el número de eventos de fondo esperados en el contenedor b de la categoría de análisis k, respectivamente. Los parámetros de interés se indican como α, los parámetros molestos son θ, P representa la distribución de Poisson y G representa los términos de restricción gaussiana asignados a los parámetros molestos. Algunos parámetros molestos están destinados a ser determinados solo por datos y no tienen ningún término de restricción asociado. Este es, por ejemplo, el caso de los factores de normalización de fondo que se ajustan en las categorías de control. Los efectos de los parámetros molestos que afectan las normalizaciones de la señal y los fondos en una categoría determinada generalmente se implementan mediante la expresión multiplicativa:

donde n0 es el rendimiento esperado nominal de la señal o del fondo y σ el valor de la incertidumbre. Esto asegura que n(θ) > 0 incluso para valores negativos de θ. Para la mayoría de los parámetros molestos, incluidos todos aquellos que afectan las formas de las distribuciones, se usa una expresión lineal en cada contenedor de las distribuciones:

Las incertidumbres sistemáticas se desglosan en fuentes subyacentes independientes, de modo que cuando una fuente afecta varios o todos los análisis, el parámetro de molestia asociado puede correlacionarse completamente entre los términos en la probabilidad correspondiente a estos análisis mediante el uso de parámetros de molestia comunes. Es el caso de las incertidumbres sistemáticas en la medida de luminosidad63, en las eficiencias de reconstrucción y selección64,65,66,67,68,69,70 y en las calibraciones de las medidas de energía71,72,73,74. Sus efectos se propagan de forma coherente mediante el uso de parámetros molestos comunes siempre que sea aplicable. Solo unos pocos componentes de las incertidumbres sistemáticas están correlacionados entre los análisis realizados con los datos completos de la Serie 2 y los que usan solo los datos de 2015 y 2016, debido a las diferencias en su evaluación, en los algoritmos de reconstrucción y en las versiones del software. Las incertidumbres sistemáticas asociadas con el modelado de procesos de fondo, así como las incertidumbres debidas al número limitado de eventos simulados utilizados para estimar la señal esperada y los rendimientos de fondo, se tratan como si no estuvieran correlacionados entre los análisis.

Las incertidumbres en las funciones de distribución de partones se implementan de manera coherente en todas las mediciones de entrada y todas las categorías de análisis75. Las incertidumbres en el modelado de la lluvia de partículas en chorros de partículas afectan las aceptaciones y eficiencias de la señal, y son comunes a todas las mediciones de entrada dentro de un proceso de producción dado. Del mismo modo, las incertidumbres debidas a la falta de correcciones de cromodinámica cuántica de orden superior (QCD) son comunes a un proceso de producción dado. Su implementación en las regiones cinemáticas del marco de secciones transversales de la plantilla simplificada da como resultado un total de 66 fuentes de incertidumbre, donde los efectos de aceptación general se separan de las migraciones entre los distintos contenedores (por ejemplo, entre las regiones de multiplicidad de chorro o entre las regiones de masa invariable dijet) 76. Tanto la incertidumbre de la aceptación como la del rendimiento de la señal afectan los resultados del modificador de la intensidad de la señal y del modificador de la intensidad del acoplamiento, que se basan en comparaciones de los rendimientos medidos y esperados. Solo las incertidumbres de aceptación afectan los resultados de la sección transversal y la fracción de ramificación. Las incertidumbres en las fracciones de ramificación del bosón de Higgs debidas a las dependencias de los valores de los parámetros del modelo estándar (como las masas de los quarks b y c) y la falta de efectos de orden superior se implementan mediante el modelo de correlación descrito anteriormente44.

En total, se incluyen más de 2600 fuentes de incertidumbre sistemática en la probabilidad combinada. Para la mayoría de las mediciones presentadas, se espera que la incertidumbre sistemática sea de tamaño similar o algo menor que la incertidumbre estadística correspondiente. Las incertidumbres sistemáticas son dominantes para los parámetros que se miden con mayor precisión, es decir, la intensidad de la señal global y las secciones transversales de producción para los procesos ggF y VBF. La incertidumbre sistemática esperada de la medición de la intensidad de la señal global (alrededor del 5 %) es mayor que la incertidumbre estadística (3 %), con contribuciones similares de las incertidumbres teóricas en la señal (4 %) y el modelo de fondo (1,7 %), y de la incertidumbre sistemática experimental (3%). Este último se compone predominantemente de la incertidumbre en la medición de la luminosidad (1,7 %), seguida de las incertidumbres en la reconstrucción de electrones, jets y b-jets, el modelado de fondo basado en datos, así como del número limitado de eventos simulados (alrededor de 1 % cada). Todas las demás fuentes de incertidumbre experimental combinadas contribuyen con un 1% adicional. La incertidumbre sistemática en la sección transversal de producción del proceso ggF está dominada por las incertidumbres experimentales (3,5 %), seguidas de las incertidumbres de la teoría de la señal (3 %), en comparación con una incertidumbre estadística del 4 %. Para el proceso VBF, donde la incertidumbre estadística es del 8 %, las incertidumbres experimentales se estiman en un 5 % y las incertidumbres de la teoría de la señal suman un 7 %. Las incertidumbres sistemáticas también son dominantes sobre las incertidumbres estadísticas en las mediciones de las fracciones de ramificación en pares W y pares de leptones τ.

Las mediciones de los parámetros de interés utilizan una prueba estadística basada en la relación de verosimilitud del perfil52:

donde α son los parámetros de interés y θ son los parámetros molestos. La notación \(\hat{\hat{{\boldsymbol{\theta }}}}({\boldsymbol{\alpha }})\) indica que los valores de los parámetros molestos son aquellos que maximizan la probabilidad de los valores dados de los parámetros de interés. En el denominador, tanto los parámetros de interés como los parámetros molestos se establecen en los valores (\(\hat{{\boldsymbol{\alpha }}}\), \(\hat{{\boldsymbol{\theta }}} \)) que maximizan incondicionalmente la probabilidad. Las estimaciones de los parámetros α son estos valores \(\hat{{\boldsymbol{\alpha }}}\) que maximizan la razón de verosimilitud.

Debido al gran número de eventos seleccionados en las mediciones, todos los resultados presentados en este documento se obtienen en el régimen asintótico donde la probabilidad sigue aproximadamente una distribución gaussiana. Se verificó en iteraciones anteriores de las mediciones de entrada individuales, por ejemplo, ref. 77, que esta suposición también se cumple en casos con recuentos de eventos bajos al comparar los resultados de las fórmulas asintóticas con los de los pseudoexperimentos. Esto confirmó los resultados de un trabajo anterior52 de que la aproximación gaussiana se vuelve válida para tan solo ≳5 eventos de fondo. En el régimen asintótico dos veces el logaritmo negativo de la verosimilitud del perfil λ(α) = −2ln(Λ(α)) sigue una distribución χ2 con un número de grados de libertad igual al número de parámetros de interés. Los intervalos de confianza para un nivel de confianza dado (CL), normalmente del 68 %, se definen como las regiones que cumplen \(\lambda ({\boldsymbol{\alpha }}) < {F}_{n}^{-1}( {\rm{C}}{\rm{L}})\) donde \({F}_{n}^{-1}\) es la función cuantil de la distribución χ2 con n grados de libertad, entonces \ ({F}_{1}^{-1}=1\,(4)\) para un 1σ (2σ) CL con un grado de libertad. Los valores de los parámetros α correspondientes a estos intervalos de confianza se obtienen escaneando el perfil de verosimilitud. De manera similar, el valor p pSM = 1 − Fn(λ(αSM)) se usa para probar la compatibilidad de la medición y la predicción del modelo estándar. Las correlaciones entre los parámetros se estiman invirtiendo la matriz de las segundas derivadas de la verosimilitud.

Los significados y límites esperados se determinan utilizando los conjuntos de datos 'Asimov'52, que se obtienen ajustando los rendimientos observados a sus valores esperados cuando los parámetros molestos se establecen en los valores que maximizan la probabilidad \(\hat{{\rm{\theta }}}\).

Dentro del marco κ, la sección transversal para una medición individual se parametriza como

donde Γf es el ancho parcial del decaimiento del bosón de Higgs al estado final f y ΓH es el ancho total del decaimiento del bosón de Higgs. El ancho total viene dado por la suma de los anchos parciales de todos los modos de caída incluidos. Las contribuciones al ancho total de decaimiento del bosón de Higgs debido a fenómenos más allá del modelo estándar pueden manifestarse como un valor del modificador de fuerza de acoplamiento κp que difiere de uno, o un valor de Binv. o Bu. diferente de cero. El ancho total del bosón de Higgs se expresa entonces como \({\varGamma }_{H}({\boldsymbol{\kappa }},{B}_{{\rm{inv.}}},{B}_{{ \rm{u.}}})={\kappa }_{H}^{2}({\boldsymbol{\kappa }},{B}_{{\rm{inv.}}},{B} _{\rm{u.}}}){\varGamma }_{H}^{{\rm{SM}}}\) con

Las secciones transversales de producción de bosones de Higgs y los anchos de decaimiento parcial y total se parametrizan en términos de los modificadores de fuerza de acoplamiento como se muestra en la tabla 9 de la ref. 22. En este documento se utiliza una parametrización mejorada que incluye contribuciones de subdirección adicionales para igualar la mayor precisión de las mediciones.

Las definiciones de regiones cinemáticas para el estudio de precisión de la producción de bosones de Higgs en el marco de secciones transversales de plantillas simplificadas44,56,57,58 se basan en las propiedades previstas de las partículas generadas en un proceso de producción determinado. La partición sigue el llamado esquema Stage-1.2, que presenta una granularidad ligeramente más fina que el esquema Stage-1.157 e introduce las categorías de momento transversal del bosón de Higgs para el proceso de producción de \(t\bar{t}H\). Se requiere que los bosones de Higgs se produzcan con rapidez |yH| <2.5. Los chorros de partículas asociados se construyen a partir de todas las partículas estables con una vida útil superior a 10 ps, ​​excluyendo los productos de desintegración del bosón de Higgs y los leptones de las desintegraciones de los bosones W y Z, utilizando el algoritmo anti-kt78 con un parámetro de radio de chorro R = 0,4, y debe tener un momento transversal pT,jet > 30 GeV. Se asumen predicciones del modelo estándar para las propiedades cinemáticas de las desintegraciones del bosón de Higgs. Los fenómenos más allá del modelo estándar pueden modificar sustancialmente estas propiedades y, por lo tanto, la aceptación de la señal, especialmente para los modos de decaimiento WW o ZZ, y esto debe tenerse en cuenta al utilizar estas medidas para las interpretaciones pertinentes.

La producción del bosón de Higgs se clasifica primero de acuerdo con la naturaleza del estado inicial y las partículas asociadas, este último incluye los productos de desintegración de los bosones W y Z si están presentes. Estas clases son: \(t\bar{t}H\) y tH procesos; procesos qq′ → Hqq′, con contribuciones tanto de VBF como de la producción de VH iniciada por quarks (donde V = W, Z) con una descomposición hadrónica del bosón vectorial; pp → producción de VH con una desintegración leptónica del bosón vectorial (V(ℓℓ, ℓν)H), incluida la producción de gg → ZH → ℓℓH; y finalmente el proceso ggF combinado con la producción de \(gg\to ZH\to q\bar{q}H\) para formar un único proceso gg → H. La contribución del proceso de producción de \(b\bar{b}H\) se tiene en cuenta como un aumento del 1%44 del rendimiento gg → H en cada región cinemática, porque las aceptaciones para ambos procesos son similares para todos los análisis de entrada44 .

Las mediciones de entrada en modos de decaimiento individuales brindan solo una sensibilidad limitada a la sección transversal en algunas de las regiones del esquema Stage-1.2, principalmente debido a la pequeña cantidad de eventos en algunas de estas regiones. En otros casos, solo brindan sensibilidad a una combinación de estas regiones, lo que lleva a mediciones fuertemente correlacionadas. Para mitigar estos efectos, algunas de las regiones cinemáticas de la Etapa 1.2 se fusionaron para la medición combinada.

En comparación con las mediciones de entrada individuales, las incertidumbres de la teoría sistemática asociadas con las predicciones de la señal se han actualizado para que la combinación siga de cerca la granularidad del esquema Stage-1.2. Las incertidumbres de la escala QCD en la producción de ggF se actualizaron para todos los canales de entrada que son sensibles a este proceso de producción. De las 18 fuentes de incertidumbre en total, dos tienen en cuenta los efectos generales de orden fijo y de reanudación, dos cubren las migraciones entre diferentes intervalos de multiplicidad de chorro, siete están asociadas con el modelado del momento transversal del bosón de Higgs (\({p}_{{ \rm{T}}}^{H}\)) en diferentes regiones del espacio de fase, cuatro explican la incertidumbre en la distribución de la variable de masa invariante dijet (mjj), uno cubre el modelado del bosón de Higgs más dos principales distribución del momento transversal de los chorros (\({p}_{{\rm{T}}}^{Hjj}\)) en la región de ≥2 chorros, uno pertenece al modelado de la distribución del bosón de Higgs más un chorro transversal impulso (\({p}_{{\rm{T}}}^{Hj}\)) dividido por \({p}_{{\rm{T}}}^{H}\) en la parte alta -\({p}_{{\rm{T}}}^{H}\) y, por último, la última tiene en cuenta la incertidumbre de la elección del esquema de masa del quark top. Las incertidumbres teóricas para los procesos qq′ → Hqq′ y \(t\bar{t}H\) se definen previamente28, y las de la región cinemática V(ℓℓ, ℓν)H siguen el esquema descrito en un trabajo anterior76. Para las regiones cinemáticas definidas por la fusión de varias regiones de la Etapa 1.2, los factores de aceptación de la señal se determinan asumiendo que las fracciones relativas en cada región de la Etapa 1.2 están dadas por los valores de su modelo estándar, y las incertidumbres predichas por el modelo estándar en estos Se tienen en cuenta las fracciones.

Los datos experimentales que respaldan los hallazgos de este estudio están disponibles en HEPData con el identificador https://doi.org/10.17182/hepdata.130266.

El software de reducción de datos ATLAS está disponible en el siguiente enlace: https://zenodo.org/record/4772550. El modelado y análisis estadístico se basa en el software ROOT y sus módulos integrados RooFit y RooStats, disponibles en https://zenodo.org/record/3895852. El código para configurar estas herramientas estadísticas y procesar su salida está disponible a pedido.

Se ha publicado una corrección de este artículo: https://doi.org/10.1038/s41586-022-05581-5

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Los derechos de autor de este Artículo pertenecen al CERN, en beneficio de la Colaboración ATLAS.

Todos los autores han contribuido a la publicación, participando de diversas maneras en el diseño y la construcción de los detectores, escribiendo software, calibrando subsistemas, operando los detectores y adquiriendo datos, y finalmente analizando los datos procesados. Los miembros de la Colaboración ATLAS discutieron y aprobaron los resultados científicos. El manuscrito fue preparado por un subgrupo de autores designados por la colaboración y sujeto a un proceso de revisión interno de toda la colaboración. Todos los autores revisaron y aprobaron la versión final del manuscrito.

Los autores declaran no tener conflictos de intereses.

Nature agradece a Matt Kenzie, Zhen Liu y David Sperka por su contribución a la revisión por pares de este trabajo.

está disponible para este documento en https://doi.org/10.1038/s41586-022-04893-w.

Nota del editor Springer Nature se mantiene neutral con respecto a los reclamos jurisdiccionales en mapas publicados y afiliaciones institucionales.

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La Colaboración ATLAS. Un mapa detallado de las interacciones del bosón de Higgs por el experimento ATLAS diez años después del descubrimiento. Naturaleza 607, 52–59 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-04893-w

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Recibido: 21 de marzo de 2022

Aceptado: 23 de mayo de 2022

Publicado: 04 julio 2022

Fecha de emisión: 07 de julio de 2022

DOI: https://doi.org/10.1038/s41586-022-04893-w

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