Une carte détaillée des interactions du boson de Higgs par l'expérience ATLAS dix ans après la découverte

Nature volume 607, pages 52–59 (2022)Citer cet article

27 000 accès

38 Citations

435 Altmétrique

Détails des métriques

Une correction de l'éditeur à cet article a été publiée le 06 décembre 2022

Cet article a été mis à jour

Le modèle standard de la physique des particules1,2,3,4 décrit les particules fondamentales connues et les forces qui composent notre Univers, à l'exception de la gravité. L'une des caractéristiques centrales du modèle standard est un champ qui imprègne tout l'espace et interagit avec les particules fondamentales5,6,7,8,9. L'excitation quantique de ce champ, connu sous le nom de champ de Higgs, se manifeste par le boson de Higgs, la seule particule fondamentale sans spin. En 2012, une particule aux propriétés compatibles avec le boson de Higgs du modèle standard a été observée par les expériences ATLAS et CMS au Large Hadron Collider du CERN10,11. Depuis lors, plus de 30 fois plus de bosons de Higgs ont été enregistrés par l'expérience ATLAS, permettant des mesures beaucoup plus précises et de nouveaux tests de la théorie. Ici, sur la base de cet ensemble de données plus vaste, nous combinons un nombre sans précédent de processus de production et de désintégration du boson de Higgs pour scruter ses interactions avec les particules élémentaires. Les interactions avec les gluons, les photons et les bosons W et Z, porteurs des forces fortes, électromagnétiques et faibles, sont étudiées en détail. Les interactions avec trois particules de matière de troisième génération (les quarks bottom (b) et top (t) et les leptons tau (τ)) sont bien mesurées et des indications d'interactions avec une particule de deuxième génération (muons, μ) émergent. Ces tests révèlent que le boson de Higgs découvert il y a dix ans est remarquablement cohérent avec les prédictions de la théorie et fournit des contraintes strictes sur de nombreux modèles de nouveaux phénomènes au-delà du modèle standard.

Le modèle standard de la physique des particules a été testé par de nombreuses expériences depuis sa formulation1,2,3,4 et, après prise en compte des masses de neutrinos, aucun écart entre les observations expérimentales et ses prédictions n'a été établi jusqu'à présent. Une caractéristique centrale du modèle standard est l'existence d'un champ quantique sans spin qui imprègne l'Univers et donne de la masse aux particules élémentaires massives. Tester l'existence et les propriétés de ce champ et de sa particule associée, le boson de Higgs, est l'un des principaux objectifs de la physique des particules depuis plusieurs décennies. Dans le modèle standard, la force de l'interaction, ou "couplage", entre le boson de Higgs et une particule donnée est entièrement définie par la masse et le type de la particule. Il n'y a pas de couplage direct aux médiateurs de force du modèle standard sans masse, les photons et les gluons, alors qu'il existe trois types de couplages aux particules massives dans la théorie. Le premier est le couplage « de jauge » du boson de Higgs aux médiateurs de la force faible, les bosons vecteurs W et Z. Démontrer l'existence de couplages de jauge est un test essentiel du mécanisme spontané de rupture de symétrie électrofaible5,6,7,8,9. Le deuxième type de couplage implique une autre interaction fondamentale, l'interaction de Yukawa, entre le boson de Higgs et les particules de matière, ou fermions. Le troisième type de couplage est « l'auto-couplage » du boson de Higgs à lui-même. Une prédiction centrale de la théorie est que les couplages évoluent avec les masses de particules et qu'ils sont tous prédits avec précision une fois que toutes les masses de particules sont connues. La détermination expérimentale des couplages du boson de Higgs à chaque particule individuelle fournit donc des tests importants et indépendants du modèle standard. Il fournit également des contraintes strictes sur les théories au-delà du modèle standard, qui prédisent généralement différents modèles de valeurs de couplage.

En 2012, les expériences ATLAS12 et CMS13 au Grand collisionneur de hadrons (LHC)14 du CERN ont annoncé la découverte d'une nouvelle particule aux propriétés cohérentes avec celles prédites pour le boson de Higgs du modèle standard10,11. Des mesures plus précises qui ont utilisé toutes les données de collision proton-proton prises au cours de la première période de collecte de données de 2011 à 2012 au LHC (Run 1) ont montré que, contrairement à toutes les autres particules fondamentales connues, les propriétés de la découverte particule étaient compatibles avec l'hypothèse qu'elle n'a pas de spin15,16. Des hypothèses alternatives spin-1 et spin-2 ont également été testées et ont été exclues à un niveau de confiance élevé. Des enquêtes sur les propriétés de conjugaison de charge et de parité (CP) de la nouvelle particule ont également été réalisées, démontrant la cohérence avec l'état quantique CP-pair prédit par le modèle standard, tout en permettant de petits mélanges de modèle non standard CP-pair ou CP -états impairs15,16. Les limites de la durée de vie de la particule ont été obtenues par des mesures indirectes de sa largeur naturelle15,16,17,18,19. De plus, des mesures plus précises des interactions de la nouvelle particule avec d'autres particules élémentaires ont été réalisées20. Les résultats de toutes ces investigations ont démontré que ses propriétés étaient compatibles avec celles du boson de Higgs du modèle standard. Cependant, les incertitudes statistiques associées à ces premières mesures ont laissé une marge considérable pour d'éventuelles interprétations des données en termes de nouveaux phénomènes au-delà du modèle standard et ont laissé de nombreuses prédictions du modèle standard non testées.

La caractérisation du boson de Higgs s'est poursuivie pendant la période de collecte de données du Run 2 entre 2015 et 2018. Environ 9 millions de bosons de Higgs devraient avoir été produits dans le détecteur ATLAS au cours de cette période, dont seulement 0,3 % environ sont accessibles expérimentalement. C'est 30 fois plus d'événements qu'au moment de sa découverte, en raison du taux plus élevé de collisions et de l'augmentation de l'énergie de collision de 8 téraélectronvolts (TeV) à 13 TeV, ce qui augmente le taux de production. Dans cet article, le jeu de données complet du Run 2, correspondant à une luminosité intégrée de 139 femtobarns inverses (fb−1), est utilisé pour les mesures des taux de production et de désintégration du boson de Higgs, qui sont utilisées pour étudier les couplages entre le boson de Higgs et les particules impliquées. Cela améliore les mesures précédentes obtenues avec les ensembles de données partiels de l'exécution 221,22. Les prédictions correspondantes dépendent de la valeur de la masse du boson de Higgs, qui est maintenant mesurée par les expériences ATLAS et CMS23,24,25 avec une incertitude d'environ 0,1 %. Les prédictions employées dans cet article utilisent la valeur centrale combinée de 125,09 GeV23.

Le processus de production dominant au LHC, qui représente environ 87 % de la production de bosons de Higgs, est le processus de fusion gluon-gluon médié par une boucle de quarks lourds (ggF). Le deuxième processus le plus copieux est la fusion de bosons vecteurs (VBF), dans laquelle deux bosons faibles, Z ou W, fusionnent pour produire un boson de Higgs (7%). Vient ensuite la production d'un boson de Higgs en association avec un boson faible (V = W, Z) (4 %). La production d'un boson de Higgs en association avec une paire de quarks top \((t\bar{t}H)\) ou de quarks bottom \((b\bar{b}H)\) représente chacun environ 1 % de la taux total. La contribution des autres processus \(q\bar{q}H\) est beaucoup plus petite et expérimentalement non accessible. Environ 0,05 % seulement des bosons de Higgs sont produits en association avec un seul quark top (tH). Des diagrammes de Feynman représentatifs de ces processus sont illustrés sur les figures 1a à e. Après sa production, le boson de Higgs devrait se désintégrer presque instantanément, avec une durée de vie de 1,6 × 10−22 secondes. Plus de 90 % de ces désintégrations se font via huit modes de désintégration (Fig. 1f–i) : désintégrations en paires de bosons de jauge, c'est-à-dire bosons W avec une probabilité, ou fraction de ramification, de 22 %, bosons Z 3 %, photons ( γ) 0,2 %, boson Z et photon 0,2 %, ainsi que des désintégrations en paires de fermions, c'est-à-dire quarks b 58 %, quarks c 3 %, leptons τ 6 % et muons (μ) 0,02 %. Il peut également y avoir des désintégrations du boson de Higgs en particules invisibles, au-dessus de la prédiction du modèle standard de 0,1%, qui sont également recherchées. De telles désintégrations sont possibles dans des théories au-delà du modèle standard, postulant, par exemple, l'existence de particules de matière noire qui n'interagissent pas avec le détecteur.

a–e, Le boson de Higgs est produit par fusion gluon–gluon (a), fusion de bosons vecteurs (VBF; b) et production associée avec des bosons vecteurs (c), des paires de quarks top ou b (d) ou un seul quark top (e). f–i, Le boson de Higgs se désintègre en une paire de bosons vecteurs (f), une paire de photons ou un boson Z et un photon (g), une paire de quarks (h) et une paire de leptons chargés (i) . Les interactions du boson de Higgs induites par une boucle avec des gluons ou des photons sont représentées en bleu, et les processus impliquant des couplages aux bosons W ou Z en vert, aux quarks en orange et aux leptons en rouge. Deux nuances différentes de vert (orange) sont utilisées pour séparer les processus de production VBF et VH (\(t\bar{t}H\) et tH).

Dans cet article, les mesures mutuellement exclusives de la production et des désintégrations du boson de Higgs sondant tous les processus énumérés ci-dessus sont combinées, en tenant compte des corrélations entre leurs incertitudes. Dans une même mesure, différents couplages contribuent généralement à la production et à la décroissance. La combinaison de toutes les mesures est donc nécessaire pour contraindre individuellement ces couplages. Cela permet d'effectuer des tests clés du secteur de Higgs du modèle standard, y compris la détermination des forces de couplage du boson de Higgs à diverses particules fondamentales et une étude complète des propriétés cinématiques de la production du boson de Higgs. Ce dernier pourrait révéler de nouveaux phénomènes au-delà du modèle standard qui ne sont pas observables par des mesures des forces de couplage.

L'expérience ATLAS12 au LHC est un détecteur de particules polyvalent avec une géométrie cylindrique à symétrie avant-arrière et une couverture proche de 4π en angle solide. Le détecteur enregistre les signaux numérisés produits par les produits des collisions de paquets de protons du LHC, ci-après appelés « événements » de collision. Il est conçu pour identifier une grande variété de particules et mesurer leurs impulsions et leurs énergies. Ces particules comprennent des électrons, des muons, des leptons τ et des photons, ainsi que des gluons et des quarks, qui produisent des jets collimatés de particules dans le détecteur. Étant donné que les jets des quarks b et c contiennent des hadrons avec des durées de vie relativement longues, ils peuvent être identifiés en observant un sommet de désintégration, qui se produit généralement à une distance mesurable du point de collision. La présence de particules qui n'interagissent pas avec le détecteur, comme les neutrinos, peut être déduite en additionnant les impulsions vectorielles des particules visibles dans le plan transversal au faisceau et en imposant la conservation des impulsions transversales.

Les composants du détecteur les plus proches du point de collision mesurent les trajectoires et les impulsions des particules chargées. Ce spectromètre interne est entouré de calorimètres qui servent à l'identification des particules et à la mesure de leurs énergies. Les calorimètres sont quant à eux entourés d'un spectromètre extérieur dédié à la mesure des trajectoires et des impulsions des muons, seule particule chargée à traverser les calorimètres. Un système de déclenchement à deux niveaux a été optimisé pour la prise de données du cycle 226 afin de sélectionner les événements d'intérêt à une fréquence d'environ 1 kHz à partir des collisions de paquets de protons se produisant à une fréquence de 40 MHz. Une suite logicielle complète27 est utilisée dans la simulation, la reconstruction et l'analyse de données réelles et simulées, dans les opérations de détection et dans les systèmes de déclenchement et d'acquisition de données de l'expérience.

Les analyses physiques se concentrent généralement sur des processus de production et de désintégration particuliers et mesurent le nombre de candidats bosons de Higgs observés après avoir pris en compte les processus de fond non-Higgs. Pour déterminer la force des interactions du boson de Higgs, des ajustements simultanés avec différentes hypothèses physiquement motivées sont effectués sur un ensemble combiné de mesures complémentaires. Les poids relatifs des mesures d'entrée dans la combinaison dépendent des efficacités de sélection d'analyse, des taux de signal associés aux processus de Higgs étudiés par l'analyse, des rapports signal sur fond et des incertitudes systématiques associées.

Pour chaque mode de désintégration entrant dans la combinaison, le processus de production est évalué via une classification des événements basée sur les propriétés des particules produites en association avec le boson de Higgs, principalement via des approches d'apprentissage automatique dédiées. Sauf indication contraire, les études de chaque mode de désintégration tiennent compte de toutes les contributions individuelles ou combinées de six processus de production : ggF, VBF, WH, ZH, \(t\bar{t}H\) et tH. Les interactions du boson de Higgs sont explorées plus en détail via une classification supplémentaire des événements de chaque processus de production en fonction des propriétés cinématiques du boson de Higgs produit et des particules associées.

L'entrée de la mesure combinée comprend les derniers résultats des modes de désintégration qui ont initialement conduit à la découverte du boson de Higgs : H → ZZ → ℓ+ℓ−ℓ+ℓ− se désintègre28 avec deux bosons Z qui se désintègrent ensuite en une paire d'électrons chargés de manière opposée ou muons; H → W ±W∓ → ℓ±νℓℓ∓νℓ désintégrations ciblant séparément les procédés de production ggF et VBF29, et WH et ZH30 ; et H → γγ se désintègre31 avec deux photons de haute énergie. Cette dernière est la seule mesure utilisée pour discriminer les processus \(t\bar{t}H\) et tH. Ces modes de désintégration des dibosons sont pour la première fois complétés par une recherche de la désintégration rare H → Zγ → ℓ+ℓ−γ32. Les désintégrations des bosons de Higgs en fermions sont également largement explorées. La mesure du mode de désintégration dominant \(H\to b\bar{b}\) est particulièrement difficile en raison d'un fond multi-jets très important, qui peut être supprimé en nécessitant la présence de particules supplémentaires caractéristiques du WH ou du ZH33 ,34, VBF35 et \(t\bar{t}H\)36 processus de production. En tant que nouvelle entrée, les événements de signal entièrement hadroniques \(H\to b\bar{b}\) avec une grande impulsion transverse du boson de Higgs sont également considérés37, fournissant pour la première fois une sensibilité au processus de production de ggF dans ce mode de désintégration. La sensibilité de la dernière mesure dans le mode de décroissance H → τ+τ−38 est maintenant étendue aux processus de production VH et combiné \(t\bar{t}H\) et tH. En plus des mesures \(t\bar{t}H\) obtenues dans les modes de décroissance γγ, τ+τ− et ZZ, une analyse complémentaire sensible à τ+τ−, \({W}^{\ pm }{W}^{\mp }\) et les désintégrations ZZ sont effectuées à l'aide d'événements avec plusieurs leptons dans l'état final39. Les mesures considérablement plus difficiles des couplages du boson de Higgs aux fermions de deuxième génération sont explorées via des recherches de la désintégration H → μ+μ−40 et, inclus dans la combinaison pour la première fois, \(H\to c\bar{c}\ ) pourriture41. En raison de l'important bruit de fond multi-jets, ce dernier mode de désintégration n'est actuellement accessible que via la production WH et ZH. Enfin, les entrées de la combinaison sont complétées par les dernières recherches directes dans les processus de production VBF et ZH pour les désintégrations du boson de Higgs en particules invisibles qui s'échappent du détecteur42,43. Un résumé de ces mesures d'entrée utilisées dans la combinaison est disponible dans le tableau de données étendu 1.

Toutes les mesures d'entrée sont effectuées avec l'ensemble complet des données du Run 2, à l'exception des mesures des travaux précédents30,39, qui utilisent un ensemble de données partiel du Run 2 collectées en 2015 et 2016. Les recherches directes sur les désintégrations invisibles du boson de Higgs et le \(H Les mesures \to c\bar{c}\) sont utilisées uniquement pour les mesures des forces de couplage pertinentes du boson de Higgs, et les mesures \(H\to b\bar{b}\) à des moments transverses élevés du boson de Higgs37 ne sont prises en compte que lorsque sonder les propriétés cinématiques de la production du boson de Higgs. Toutes les autres entrées sont utilisées pour les mesures des sections efficaces de production, des fractions de ramification et des forces de couplage. La mesure des propriétés cinématiques de la production du boson de Higgs exclut les mesures d'entrée des travaux antérieurs30,32,39,40,41, en raison de leur sensibilité limitée.

Les analyses effectuées avec les données du Run 2 introduisent un certain nombre d'améliorations, entraînant souvent des sensibilités de signal jusqu'à 50 % supérieures à celles attendues de la simple augmentation de la quantité de données analysées. Ces améliorations incluent une meilleure reconstruction des particules (optimisée pour faire face à un nombre accru d'interactions de protons par croisement de paquets), une reconstruction dédiée des désintégrations \(H\to b\bar{b}\) fortement boostées par Lorentz, un plus grand nombre d'événements simulés , une granularité plus élevée des régions cinématiques qui sont sondées dans chaque processus de production, et des prédictions améliorées de la théorie du signal et du bruit de fond.

Le modèle standard est testé en comparant les taux de signal observés aux prédictions théoriques qui nécessitent des calculs de pointe des sections efficaces de production du boson de Higgs et des fractions de ramification44,45,46,47,48,49,50. Toutes les efficacités de reconstruction de signal et la plupart des taux de fond sont prédits à partir de la simulation. La simulation est complétée par l'utilisation de données de contrôle dédiées appauvries en signal pour les mesures de processus de fond sélectionnés et pour limiter les efficacités de sélection de signal. Un ensemble commun de générateurs d'événements a été utilisé dans toutes les analyses pour décrire les interactions gluon et quark dans les collisions proton-proton. Les particules générées ont été soumises à une simulation détaillée de la réponse du détecteur ATLAS avant leur reconstruction et leur identification.

L'analyse statistique des données est décrite plus en détail dans Méthodes. Elle repose sur un formalisme de vraisemblance, où le produit des fonctions de vraisemblance décrivant chacune des mesures d'entrée est calculé afin d'obtenir une vraisemblance combinée51. Les effets des incertitudes systématiques expérimentales et théoriques sur les rendements de signal et de fond prédits sont mis en œuvre en incluant des paramètres de nuisance dans la fonction de vraisemblance. Les valeurs de ces paramètres supplémentaires sont soit entièrement déterminées par les données incluses, soit contraintes par des termes gaussiens qui multiplient la vraisemblance. Les effets des incertitudes qui affectent plusieurs mesures sont propagés de manière cohérente à travers l'ajustement en utilisant des paramètres de nuisance communs.

Le test statistique d'une hypothèse de signal donnée, utilisée pour la mesure des paramètres d'intérêt, est effectué avec une statistique de test basée sur le rapport de vraisemblance du profil52. Les intervalles de confiance des paramètres mesurés et la valeur de p utilisée pour tester la compatibilité des résultats et les prédictions du modèle standard sont construits à partir de la distribution statistique de test, qui est obtenue à l'aide de formules asymptotiques52.

L'incertitude totale dans la mesure d'un paramètre d'intérêt donné peut être décomposée en différentes composantes. L'incertitude statistique est obtenue à partir d'un ajustement avec tous les paramètres de nuisance externes contraints réglés sur leurs valeurs de meilleur ajustement. L'incertitude systématique, dont la valeur au carré est évaluée comme la différence entre les carrés de l'incertitude totale et de l'incertitude statistique, peut être décomposée en catégories en définissant tous les sous-ensembles pertinents de paramètres de nuisance sur leurs valeurs les mieux ajustées.

Les taux de production de bosons de Higgs sont sondés par l'ajustement de la vraisemblance aux rendements de signaux observés décrits précédemment. Étant donné que la section efficace de production σi et la fraction de ramification Bf pour un processus de production spécifique i et un mode de décroissance f ne peuvent pas être mesurées séparément sans autres hypothèses, le rendement du signal observé pour un processus donné est exprimé en termes d'un seul modificateur d'intensité du signal \( {\mu }_{if}=({\sigma }_{i}/{\sigma }_{i}^{{\rm{SM}}})({B}_{f}/{B} _{f}^{{\rm{SM}}})\), où l'exposant "SM" désigne la prédiction du modèle standard correspondant. En supposant que tous les processus de production et de désintégration évoluent avec la même intensité de signal globale μ = μif , le taux de production inclus du boson de Higgs par rapport à la prédiction du modèle standard est mesuré comme étant

L'incertitude de mesure totale est décomposée en composants pour les incertitudes statistiques, les incertitudes systématiques expérimentales et les incertitudes théoriques dans la modélisation du signal et du bruit de fond. Les incertitudes expérimentales et théoriques sont inférieures de près d'un facteur deux à celles du résultat du Run 120. La mesure présentée remplace la combinaison ATLAS précédente avec un jeu de données partiel de l'exécution 222, réduisant la dernière incertitude de mesure totale d'environ 30 %.

La production de bosons de Higgs est également étudiée par processus individuel. Contrairement aux produits de désintégration du quark top issus de la production de \(t\bar{t}H\), l'efficacité d'identification des jets b issus de la production de \(b\bar{b}H\) est faible, ce qui rend le \(b \bar{b}H\) processus expérimentalement impossible à distinguer de la production ggF. Les processus \(b\bar{b}H\) et ggF sont donc regroupés, \(b\bar{b}H\) contribuant pour une part relativement faible : de l'ordre de 1 % au total \({ \rm{g}}{\rm{g}}{\rm{F}}+b\bar{b}H\) production. Dans les cas où plusieurs processus sont combinés, la combinaison suppose que les fractions relatives des composants sont celles du modèle standard dans les incertitudes théoriques correspondantes. Les résultats sont obtenus à partir de l'ajustement aux données, où la section transversale de chaque processus de production est un paramètre libre de l'ajustement. Les fractions de ramification de la désintégration du boson de Higgs sont fixées à leurs valeurs de modèle standard, dans les incertitudes spécifiées précédemment44. Les résultats sont présentés sur la figure 2a.

a, Les sections efficaces pour différents processus de production de bosons de Higgs sont mesurées en supposant des valeurs de modèle standard (SM) pour les fractions de ramification de désintégration. b, les fractions de ramification pour différents modes de désintégration du boson de Higgs sont mesurées en supposant des valeurs de SM pour les sections efficaces de production. Les panneaux inférieurs montrent les rapports des valeurs mesurées à leurs prédictions SM. La barre verticale sur chaque point indique l'intervalle de confiance à 68 %. La valeur p pour la compatibilité de la mesure et de la prédiction SM est de 65 % pour a et 56 % pour b. Les données proviennent d'ATLAS Run 2.

Tous les résultats de mesure sont compatibles avec les prédictions du modèle standard. Pour les processus de production ggF et VBF, qui ont été précédemment observés dans les données du Run 1, les sections efficaces sont mesurées avec une précision de 7 % et 12 %, respectivement. Les processus de production suivants sont maintenant également observés : WH avec une signification de signal observée (attendue) de 5,8 (5,1) écarts-types (σ), ZH avec 5,0σ (5,5σ) et le combiné \(t\bar{t}H\ ) et tH processus de production avec 6,4σ (6,6σ), où les significations de signal attendues sont obtenues sous l'hypothèse du modèle standard. Les mesures \(t\bar{t}H\) et tH séparées conduisent à une limite supérieure observée (attendue) sur la production de tH de 15 (7) fois la prédiction du modèle standard au niveau de confiance (CL) de 95 %, avec un coefficient de corrélation négatif relativement important de 56 % entre les deux mesures. Cela est dû à la contamination croisée entre les processus \(t\bar{t}H\) et tH dans l'ensemble des événements reconstruits qui offrent la sensibilité la plus élevée à ces processus de production.

Les fractions de ramification des différents modes de désintégration du boson de Higgs sont mesurées en fixant les sections efficaces des processus de production du boson de Higgs à leurs valeurs de modèle standard respectives. Les résultats sont présentés sur la figure 2b. Les fractions de ramification des désintégrations γγ, ZZ, \({W}^{\pm }{W}^{\mp }\) et τ+τ−, déjà observées dans les données du Run 1, sont mesurées avec un précision allant de 10% à 12%. Le mode de désintégration \(b\bar{b}\) est observé avec une signification de signal de 7,0σ (7,7σ attendu), et les significations de signal observées (attendues) pour les désintégrations H → μ+μ− et H → Zγ sont 2,0σ (1,7σ) et 2,3σ (1,1σ), respectivement.

Les hypothèses sur les contributions relatives des différents processus de désintégration ou de production dans les mesures ci-dessus sont assouplies en mesurant directement le produit de la section efficace de production et de la fraction de ramification pour différentes combinaisons de processus de production et de désintégration. Les résultats correspondants sont présentés à la Fig. 3. Les mesures sont en accord avec la prédiction du modèle standard.

La barre horizontale sur chaque point indique l'intervalle de confiance à 68 %. Les bandes grises étroites indiquent les incertitudes théoriques dans la section efficace du modèle standard (SM) multipliées par les prédictions de la fraction de ramification. La valeur p pour la compatibilité de la mesure et de la prédiction SM est de 72 %. σi Bf est normalisé à la prédiction SM. Les données proviennent d'ATLAS Run 2.

Pour déterminer la valeur d'une force de couplage particulière du boson de Higgs, un ajustement simultané de plusieurs mesures individuelles de la fraction de ramification des temps de production est nécessaire. L'ajustement de couplage présenté ici est effectué dans le cadre κ53 avec un ensemble de paramètres κ qui affectent les forces de couplage du boson de Higgs sans modifier les distributions cinématiques d'un processus donné.

Dans ce cadre, la section efficace multipliée par la fraction de ramification pour une mesure individuelle est paramétrée en termes de modificateurs de force de couplage multiplicatifs κ. Un modificateur de force de couplage κp pour un processus de production ou de désintégration via le couplage à une particule donnée p est défini comme \({\kappa }_{p}^{2}={\sigma }_{p}/{\sigma } _{p}^{{\rm{SM}}}\) ou \({\kappa }_{p}^{2}={\varGamma }_{p}/{\varGamma }_{p}^ {{\rm{SM}}}\), respectivement, où Γp est la largeur de désintégration partielle en une paire de particules p. La paramétrisation tient compte du fait que la largeur de désintégration totale dépend de tous les modes de désintégration inclus dans les mesures actuelles, ainsi que des désintégrations directes ou indirectes actuellement non détectées ou invisibles prédites par le modèle standard (comme celles des gluons, des quarks légers ou des neutrinos) et les désintégrations hypothétiques en particules modèles non standard. Les désintégrations en particules modèles non standard sont divisées en désintégrations en particules invisibles et autres désintégrations qui ne seraient pas détectées en raison des grands fonds. Les fractions de ramification correspondantes pour les deux sont désignées par Binv. et Bu., respectivement.

Dans ce qui suit, trois classes de modèles avec progressivement moins d'hypothèses sur les modificateurs de force de couplage sont considérées. Les valeurs de modèle standard sont supposées pour les modificateurs de force de couplage des fermions de première génération, et les modificateurs des quarks de deuxième génération sont définis sur ceux de la troisième génération, sauf lorsque κc est laissé flottant librement dans l'ajustement. En raison de leurs petites tailles, ces couplages ne devraient pas affecter sensiblement les résultats. La production de ggF et les désintégrations H → γγ et H → Zγ sont des processus induits par des boucles. Ils sont soit exprimés en termes de facteurs d'échelle de force de couplage plus fondamentaux correspondant aux particules qui contribuent aux processus induits par la boucle dans le modèle standard, soit traités à l'aide de modificateurs de force de couplage efficaces κg, κγ et κZγ, respectivement. Ce dernier scénario tient compte des contributions de boucle possibles des particules au-delà du modèle standard. La petite contribution du processus gg → ZH induit par la boucle est toujours paramétrée en termes de couplages aux particules modèles standard correspondantes.

Le premier modèle teste un facteur d'échelle pour les bosons vecteurs, κV = κW = κZ, et un second, κF, qui s'applique à tous les fermions. En général, la prédiction du modèle standard de κV = κF = 1 ne tient pas dans les extensions du modèle standard. Par exemple, les valeurs de κV et κF seraient inférieures à 1 dans les modèles où le boson de Higgs est une particule composite. Les couplages effectifs correspondant aux processus induits par les boucles ggF, H → γγ et H → Zγ sont paramétrés en termes de couplages fondamentaux du modèle standard. On suppose qu'il n'y a pas de désintégrations invisibles ou non détectées du boson de Higgs au-delà du modèle standard, c'est-à-dire Binv. = Bou. = 0. Comme seul le signe relatif entre κV et κF est physique et qu'un signe relatif négatif a été exclu avec un niveau de confiance élevé20, κV ≥ 0 et κF ≥ 0 sont supposés. La figure 4 montre les résultats d'un ajustement combiné dans le plan (κV, κF). Les valeurs de meilleur ajustement et leurs incertitudes à partir de l'ajustement combiné sont κV = 1,035 ± 0,031 et κF = 0,95 ± 0,05, compatibles avec les prédictions du modèle standard. Une corrélation positive relativement importante de 39 % est observée entre les deux paramètres d'ajustement, car certaines des mesures d'entrée les plus sensibles impliquent le processus de production de ggF (c'est-à-dire via des couplages aux fermions) avec les désintégrations ultérieures du boson de Higgs en bosons vecteurs.

Les données sont obtenues à partir d'un ajustement combiné en supposant qu'il n'y a aucune contribution des désintégrations du boson de Higgs non standard invisibles ou non détectées. La valeur p pour la compatibilité de la mesure combinée et de la prédiction du modèle standard (SM) est de 14 %. Les données proviennent d'ATLAS Run 2.

Dans la deuxième classe de modèles, les modificateurs de force de couplage pour W, Z, t, b, c, τ et μ sont traités indépendamment. Tous les modificateurs sont supposés positifs. On suppose que seules les particules du modèle standard contribuent aux processus induits par la boucle, et les modifications des couplages fermion et boson vecteur sont propagées à travers les calculs de boucle. Les désintégrations non standard invisibles ou non détectées du boson de Higgs ne sont pas prises en compte. Ces modèles permettent de tester la mise à l'échelle prévue des couplages du boson de Higgs aux particules du modèle standard en fonction de leur masse en utilisant les modificateurs de force de couplage réduit \(\sqrt{{\kappa }_{V}{g}_{ V}/2{\rm{vev}}}=\sqrt{{\kappa }_{V}}({m}_{V}/{\rm{vev}})\) pour les bosons faibles de masse mV et κFgF = κFmF/vev pour les fermions de masse mF, où gV et gF sont les forces de couplage absolues correspondantes et 'vev' est la valeur d'attente du vide du champ de Higgs. La figure 5 montre les résultats pour deux scénarios : l'un avec le couplage aux quarks c contraint par κc = κt afin de faire face à la faible sensibilité à ce couplage ; et l'autre avec κc laissé comme paramètre libre dans l'ajustement. Tous les modificateurs de force de couplage mesurés sont compatibles avec leur prédiction de modèle standard. Lorsque le modificateur de force de couplage κc n'est pas contraint dans l'ajustement, une limite supérieure de κc < 5,7 (7,6) fois la prédiction du modèle standard est observée (attendue) à 95 % CL et l'incertitude dans chacun des autres paramètres augmente en raison de la contrainte plus faible résultante sur la largeur totale de décroissance. Cela améliore la limite actuelle observée (attendue) de κc < 8,5 (12,4) à 95 % CL à partir de la mesure individuelle des décroissances \(H\to c\bar{c}\)41 malgré les hypothèses assouplies sur d'autres modificateurs de force de couplage, grâce à contraintes provenant de la paramétrisation de la largeur totale de désintégration du boson de Higgs qui impacte toutes les mesures.

Ils sont définis comme κFmF/vev pour les fermions (F = t, b, τ, μ) et \(\sqrt{{\kappa }_{V}}{m}_{V}/{\rm{vev}} \) pour les bosons vecteurs en fonction de leurs masses mF et mV. Deux scénarios d'ajustement avec κc = κt (marqueurs de cercle de couleur), ou κc laissé flottant librement dans l'ajustement (marqueurs de croix grises) sont présentés. Les processus induits par les boucles sont supposés avoir la structure du modèle standard (SM) et les désintégrations du boson de Higgs en particules non SM ne sont pas autorisées. La barre verticale sur chaque point indique l'intervalle de confiance à 68 %. Les valeurs p pour la compatibilité de la mesure combinée et de la prédiction SM sont de 56 % et 65 % pour les scénarios respectifs. Le panneau inférieur affiche les valeurs des modificateurs de force de couplage. La flèche grise pointe dans la direction de la valeur de meilleur ajustement et la barre d'incertitude grise correspondante s'étend au-delà de la plage inférieure du panneau. Les données proviennent d'ATLAS Run 2.

La troisième classe de modèles dans le cadre κ suit de près la précédente, mais permet la présence de particules modèles non standard dans les processus induits par la boucle. Ces processus sont paramétrés par les modificateurs de force de couplage effectifs κg, κγ et κZγ au lieu de propager les modifications des couplages de particules du modèle standard à travers les calculs de boucle. On suppose également que tout effet potentiel au-delà du modèle standard n'affecte pas sensiblement les propriétés cinématiques des produits de désintégration du boson de Higgs. Les résultats d'ajustement pour le scénario dans lequel les désintégrations invisibles ou non détectées du boson de Higgs du modèle non standard sont supposées ne pas contribuer à la largeur totale de désintégration de Higgs, c'est-à-dire Binv. = Bou. = 0, sont présentés sur la Fig. 6 avec les résultats pour le scénario permettant de telles désintégrations. Pour éviter les solutions dégénérées, cette dernière contraint Bu. ≥ 0 et impose la contrainte supplémentaire κV ≤ 1 qui apparaît naturellement dans divers scénarios de physique au-delà du modèle standard54,55. Tous les modificateurs de force de couplage mesurés sont compatibles avec leurs prédictions de modèle standard.

Les barres horizontales sur chaque point indiquent l'intervalle de confiance à 68 %. Le scénario dans lequel Binv. = Bou. = 0 est supposé est représenté par des lignes pleines avec des marqueurs de cercle. La valeur p pour la compatibilité avec la prédiction du modèle standard (SM) est de 61 % dans ce cas. Le scénario dans lequel Binv. et Bou. sont autorisés à contribuer à la largeur totale de désintégration du boson de Higgs en supposant que κV ≤ 1 et Bu. ≥ 0 est représenté par des lignes pointillées avec des marqueurs carrés. Le panneau inférieur montre les limites supérieures de CL à 95 % sur Binv. et Bu.. Les données proviennent d'ATLAS Run 2.

Lorsque l'on permet aux désintégrations invisibles ou non détectées du boson de Higgs du modèle non standard de contribuer à la largeur totale de désintégration du boson de Higgs, les modificateurs de force de couplage précédemment mesurés ne changent pas de manière significative, et les limites supérieures de Bu. < 0,12 (attendu 0,21) et Binv. < 0,13 (attendu 0,08) sont fixés à 95 % CL sur la fraction de ramification correspondante. Cette dernière améliore la meilleure limite actuelle de Binv. < 0,145 (attendu 0,103) à partir des recherches directes dans ATLAS42.

Dans tous les scénarios testés, l'incertitude statistique et l'incertitude systématique contribuent presque également à l'incertitude totale dans la plupart des mesures du paramètre κ. Les exceptions sont les κμ, κZγ, κc et Bu. mesures, pour lesquelles l'incertitude statistique domine encore.

Les propriétés cinématiques de la production du boson de Higgs sondant la structure interne de ses couplages sont étudiées dans le cadre de coupes efficaces simplifiées44,56,57,58. Le cadre divise l'espace des phases des processus de production du boson de Higgs du modèle standard en un ensemble de régions définies par les propriétés cinématiques spécifiques du boson de Higgs et, le cas échéant, des jets associés, des bosons W ou des bosons Z, comme décrit dans Méthodes. Les régions sont définies de manière à fournir une sensibilité expérimentale aux écarts par rapport aux prédictions du modèle standard, à éviter de grandes incertitudes théoriques dans ces prédictions et à minimiser la dépendance au modèle de leurs extrapolations aux régions de signal expérimentalement accessibles. Les sections efficaces de signal mesurées dans chacune des régions cinématiques introduites sont comparées à celles prédites en supposant que les fractions de ramification et les propriétés cinématiques de la désintégration du boson de Higgs sont décrites par le modèle standard.

Les résultats de la mesure simultanée dans 36 régions cinématiques sont présentés à la Fig. 7. Par rapport aux résultats précédents avec un ensemble de données plus petit22, un nombre beaucoup plus grand de régions sont sondées, en particulier à des moments transverses élevés du boson de Higgs, où dans de nombreux cas la sensibilité à de nouveaux phénomènes au-delà du modèle standard devraient être améliorés. Toutes les mesures sont conformes aux prédictions du modèle standard.

La barre verticale sur chaque point indique l'intervalle de confiance à 68 %. La valeur p pour la compatibilité de la mesure combinée et de la prédiction du modèle standard (SM) est de 94 %. Les régions cinématiques sont définies séparément pour chaque processus de production, sur la base de la multiplicité des jets, de l'impulsion transverse des bosons de Higgs \(({p}_{{\rm{T}}}^{H})\) et des bosons vecteurs (\ ({p}_{{\rm{T}}}^{W}\) et \({p}_{{\rm{T}}}^{Z}\)) et la masse invariante à deux jets (mjj). Les régions 'VH-enriched' et 'VBF-enriched' avec les exigences respectives de \({m}_{jj}\in [60,120)\,{\rm{GeV}}\) et \({m}_ {jj}\notin [60,120)\,{\rm{GeV}}\) sont améliorés dans les événements de signal des productions VH et VBF, respectivement. Les données proviennent d'ATLAS Run 2.

En résumé, les taux de production et de désintégration du boson de Higgs ont été mesurés à l'aide de l'ensemble de données collectées par l'expérience ATLAS au cours de l'exploitation 2 du LHC de 2015 à 2018. Les résultats de mesure se sont avérés en excellent accord avec les prédictions du modèle standard. . Dans différents scénarios, les couplages aux trois fermions les plus lourds, le quark top, le quark b et le lepton τ, ont été mesurés avec des incertitudes allant d'environ 7% à 12% et les couplages aux bosons faibles (Z et W) ont été mesurés avec des incertitudes d'environ 5 %. De plus, des indications émergent de la présence de très rares désintégrations du boson de Higgs en fermions de deuxième génération et en un boson Z et un photon. Enfin, une étude approfondie de la cinématique de production du boson de Higgs a été réalisée et les résultats se sont également avérés compatibles avec les prédictions du modèle standard. Au cours des dix années qui ont suivi sa découverte, le boson de Higgs a subi de nombreux tests expérimentaux qui ont démontré que, jusqu'à présent, sa nature est remarquablement cohérente avec les prédictions du modèle standard. Cependant, certaines de ses propriétés clés, comme le couplage du boson de Higgs à lui-même, restent à mesurer. De plus, certains de ses modes de désintégration rares n'ont pas encore été observés et il y a amplement de place pour de nouveaux phénomènes au-delà du modèle standard à découvrir. Des progrès substantiels sur ces fronts sont attendus à l'avenir, étant donné que des mises à niveau des détecteurs sont prévues pour les années à venir, que les incertitudes systématiques devraient être considérablement réduites59 et que la taille de l'ensemble de données du LHC devrait augmenter d'un facteur 20.

Le détecteur ATLAS12 se compose d'un détecteur de suivi interne entouré d'un mince solénoïde supraconducteur, de calorimètres électromagnétiques et hadroniques et d'un spectromètre à muons incorporant trois grands aimants toroïdaux supraconducteurs à noyau d'air.

ATLAS utilise un système de coordonnées droitier avec son origine au point d'interaction nominal au centre du détecteur et l'axe z le long du tube de faisceau. L'axe des x pointe du point d'interaction vers le centre de l'anneau du LHC et l'axe des y pointe vers le haut. Les coordonnées cylindriques (r, ϕ) sont utilisées dans le plan transversal, ϕ étant l'angle azimutal autour de l'axe z. La pseudorapidité est définie en termes d'angle polaire θ comme η = −ln(tan(θ/2)).

Le système de détecteur interne (ID) est immergé dans un champ magnétique axial 2-T et assure le suivi des particules chargées dans la plage |η| < 2,5. Le détecteur de pixels en silicium à haute granularité couvre la région du vertex et fournit généralement quatre mesures par piste, le premier coup étant normalement dans la couche B insérable (IBL) installée avant l'exécution 260,61. Il est suivi du traqueur de microruban de silicium (SCT), qui fournit généralement huit mesures par piste. Ces détecteurs au silicium sont complétés par le traqueur de rayonnement de transition (TRT), qui permet une reconstruction de piste étendue radialement jusqu'à |η| < 2,0. Le TRT fournit également des informations d'identification d'électrons basées sur la fraction de coups (généralement 30 au total) au-dessus d'un seuil de dépôt d'énergie plus élevé correspondant au rayonnement de transition.

Le système calorimétrique couvre la gamme de pseudorapidité |η| < 4.9. Dans la région |η| < 3,2, la calorimétrie électromagnétique est fournie par des calorimètres plomb/argon liquide (LAr) à haute granularité et à capuchon, avec un prééchantillonneur LAr fin supplémentaire couvrant |η| < 1,8 pour corriger la perte d'énergie dans le matériau en amont des calorimètres. La calorimétrie hadronique est fournie par le calorimètre acier/tuiles scintillatrices, segmenté en trois structures cylindriques dans |η| < 1,7, et deux calorimètres cuivre/LAr hadron endcap. La couverture à angle solide est complétée par des modules de calorimètre avant cuivre/LAr et tungstène/LAr optimisés pour les mesures d'énergie électromagnétique et hadronique, respectivement.

Le spectromètre à muons (MS) comprend des chambres de déclenchement et de suivi de haute précision séparées mesurant la déviation des muons dans un champ magnétique généré par les aimants toroïdaux supraconducteurs à noyau d'air. L'intégrale de champ des tores est comprise entre 2,0 et 6,0 Tm sur la majeure partie du détecteur. Trois couches de chambres de précision, constituées chacune de couches de tubes à dérive contrôlés, couvrent la région |η| < 2,7, complété par des chambres à bande cathodique dans la région avant, où le bruit de fond est le plus élevé. Le système de déclenchement muon couvre la gamme |η| < 2,4 avec des chambres à plaques résistives dans le canon et des chambres à espace mince dans les régions des capuchons d'extrémité.

Les performances de la reconstruction du vertex et de la piste dans le détecteur interne, la résolution du calorimètre dans les calorimètres électromagnétiques et hadroniques et la résolution de l'impulsion du muon fournie par le spectromètre à muon sont données précédemment12.

Les événements intéressants sont sélectionnés par le système de déclenchement de premier niveau implémenté dans le matériel personnalisé, suivi de sélections effectuées par des algorithmes implémentés dans le logiciel dans le déclencheur de haut niveau62. Le déclencheur de premier niveau accepte les événements des croisements de paquets de 40 MHz à une fréquence inférieure à 100 kHz, que le déclencheur de haut niveau réduit encore afin d'enregistrer les événements sur disque à environ 1 kHz.

Les résultats de la combinaison présentés dans cet article sont obtenus à partir d'une fonction de vraisemblance définie comme le produit des vraisemblances de chaque mesure d'entrée. Le rendement observé dans chaque catégorie d'événements reconstruits suit une distribution de Poisson dont le paramètre est la somme des contributions attendues du signal et du bruit de fond. Le nombre d'événements de signal dans n'importe quelle catégorie k est divisé en différents modes de production et de décroissance :

où la somme indexée par i court soit sur les processus de production (ggF, VBF, WH, ZH, \(t\bar{t}H\), tH) soit sur l'ensemble des régions cinématiques de production mesurées, et la somme indexée par f parcourt les états finaux de désintégration (ZZ, WW, γγ, Zγ, \(b\bar{b}\), \(c\bar{c}\), τ+τ−, μ+μ−). La quantité \({ {\mathcal L} }_{k}\) est la luminosité intégrée de l'ensemble de données utilisé dans la catégorie k, et \({(A\epsilon )}_{if}^{k}\) est le facteur d'efficacité de sélection des temps d'acceptation pour le processus de production i et le mode de décroissance f dans la catégorie k. Les acceptations et les rendements sont obtenus à partir de la simulation (corrigés par des mesures d'étalonnage dans les données de contrôle pour les rendements). Leurs valeurs sont sujettes à des variations dues aux incertitudes systématiques expérimentales et théoriques. Les sections efficaces σi et les fractions de branchement Bf sont les paramètres d'intérêt du modèle. Selon le modèle testé, il s'agit soit de paramètres libres, définis sur leur prédiction de modèle standard, soit paramétrés en fonction d'autres paramètres. Toutes les sections efficaces sont définies dans la gamme de rapidité du boson de Higgs |yH| < 2,5, qui est lié à l'angle polaire de l'impulsion du boson de Higgs dans le détecteur et correspond approximativement à la région de sensibilité expérimentale.

L'impact des incertitudes systématiques expérimentales et théoriques sur les rendements prédits du signal et du bruit de fond est pris en compte par les paramètres de nuisance inclus dans la fonction de vraisemblance. Les rendements de signal prédits de chaque processus de production, les fractions de ramification et l'acceptation du signal dans chaque catégorie d'analyse sont affectés par les incertitudes théoriques. La fonction de vraisemblance combinée s'exprime donc par :

où nk,b, \({n}_{k,b}^{{\rm{signal}}}\) et \({n}_{k,b}^{{\rm{bkg}}} \) représentent le nombre d'événements observés, le nombre d'événements de signal attendus et le nombre d'événements de fond attendus dans la case b de la catégorie d'analyse k, respectivement. Les paramètres d'intérêt sont notés α, les paramètres de nuisance sont θ, P représente la distribution de Poisson et G représente les termes de contrainte gaussienne affectés aux paramètres de nuisance. Certains paramètres de nuisance sont censés être déterminés uniquement par des données et n'ont pas de terme de contrainte associé. C'est, par exemple, le cas pour les facteurs de normalisation de fond qui sont ajustés dans les catégories de contrôle. Les effets des paramètres de nuisance affectant les normalisations du signal et des bruits de fond dans une catégorie donnée sont généralement implémentés à l'aide de l'expression multiplicative :

où n0 est le rendement nominal attendu du signal ou du bruit de fond et σ la valeur de l'incertitude. Cela garantit que n(θ) > 0 même pour des valeurs négatives de θ. Pour la majorité des paramètres de nuisance, y compris tous ceux affectant les formes des distributions, une expression linéaire est utilisée à la place sur chaque case des distributions :

Les incertitudes systématiques sont décomposées en sources sous-jacentes indépendantes, de sorte que lorsqu'une source affecte plusieurs ou toutes les analyses, le paramètre de nuisance associé peut être entièrement corrélé entre les termes de la probabilité correspondant à ces analyses en utilisant des paramètres de nuisance communs. C'est le cas des incertitudes systématiques dans la mesure de la luminosité63, dans les efficacités de reconstruction et de sélection64,65,66,67,68,69,70 et dans les étalonnages des mesures d'énergie71,72,73,74. Leurs effets sont propagés de manière cohérente en utilisant des paramètres de nuisance communs le cas échéant. Seules quelques composantes des incertitudes systématiques sont corrélées entre les analyses effectuées à partir des données complètes du Run 2 et celles utilisant uniquement les données 2015 et 2016, en raison de différences dans leur évaluation, dans les algorithmes de reconstruction et dans les versions logicielles. Les incertitudes systématiques associées à la modélisation des processus de fond, ainsi que les incertitudes dues au nombre limité d'événements simulés utilisés pour estimer le signal attendu et les rendements de fond, sont traitées comme étant non corrélées entre les analyses.

Les incertitudes dans les fonctions de distribution de partons sont implémentées de manière cohérente dans toutes les mesures d'entrée et toutes les catégories d'analyse75. Les incertitudes dans la modélisation de la pluie de particules en jets de particules affectent les acceptations et les efficacités du signal, et sont communes à toutes les mesures d'entrée dans un processus de production donné. De même, les incertitudes dues à l'absence de corrections de chromodynamique quantique (QCD) d'ordre supérieur sont communes à un processus de production donné. Leur mise en œuvre dans les régions cinématiques du cadre simplifié des sections efficaces du modèle se traduit par un total de 66 sources d'incertitude, où les effets d'acceptation globaux sont séparés des migrations entre les différents bacs (par exemple, entre les régions de multiplicité de jet ou entre les régions de masse invariante de dijet) 76. Les incertitudes d'acceptation et de rendement du signal affectent les résultats du modificateur d'intensité du signal et du modificateur d'intensité de couplage, qui reposent sur des comparaisons des rendements mesurés et attendus. Seules les incertitudes d'acceptation affectent les résultats de la section efficace et de la fraction de ramification. Les incertitudes dans les fractions de ramification du boson de Higgs dues aux dépendances aux valeurs des paramètres du modèle standard (telles que les masses des quarks b et c) et à l'absence d'effets d'ordre supérieur sont mises en œuvre à l'aide du modèle de corrélation décrit précédemment44.

Au total, plus de 2 600 sources d'incertitude systématique sont incluses dans la vraisemblance combinée. Pour la plupart des mesures présentées, l'incertitude systématique devrait être de taille similaire ou légèrement inférieure à l'incertitude statistique correspondante. Les incertitudes systématiques sont dominantes pour les paramètres mesurés le plus précisément, c'est-à-dire l'intensité globale du signal et les sections efficaces de production pour les procédés ggF et VBF. L'incertitude systématique attendue de la mesure de l'intensité globale du signal (environ 5 %) est supérieure à l'incertitude statistique (3 %), avec des contributions similaires des incertitudes théoriques sur le signal (4 %) et la modélisation de fond (1,7 %), et de la incertitude systématique expérimentale (3 %). Cette dernière est principalement composée de l'incertitude sur la mesure de la luminosité (1,7 %), suivie des incertitudes sur la reconstruction des électrons, des jets et des jets b, de la modélisation de fond basée sur les données, ainsi que du nombre limité d'événements simulés (environ 1 % chaque). Toutes les autres sources d'incertitude expérimentale combinées contribuent pour 1 % supplémentaire. L'incertitude systématique dans la section efficace de production du procédé ggF est dominée par les incertitudes expérimentales (3,5 %) suivies par les incertitudes de la théorie du signal (3 %), par rapport à une incertitude statistique de 4 %. Pour le processus VBF, où l'incertitude statistique est de 8 %, les incertitudes expérimentales sont estimées à 5 % et les incertitudes de la théorie du signal totalisent 7 %. Les incertitudes systématiques dominent également les incertitudes statistiques dans les mesures des fractions de ramification en paires W et paires de leptons τ.

Les mesures des paramètres d'intérêt utilisent un test statistique basé sur le rapport de vraisemblance du profil52 :

où α sont les paramètres d'intérêt et θ sont les paramètres de nuisance. La notation \(\hat{\hat{{\boldsymbol{\theta }}}}({\boldsymbol{\alpha }})\) indique que les valeurs des paramètres de nuisance sont celles qui maximisent la vraisemblance pour des valeurs données des paramètres d'intérêt. Au dénominateur, les paramètres d'intérêt et les paramètres de nuisance sont définis sur les valeurs (\(\hat{{\boldsymbol{\alpha }}}\), \(\hat{{\boldsymbol{\theta }}} \)) qui maximisent inconditionnellement la vraisemblance. Les estimations des paramètres α sont ces valeurs \(\hat{{\boldsymbol{\alpha }}}\) qui maximisent le rapport de vraisemblance.

En raison du nombre généralement élevé d'événements sélectionnés dans les mesures, tous les résultats présentés dans cet article sont obtenus dans le régime asymptotique où la vraisemblance suit approximativement une distribution gaussienne. Il a été vérifié dans les itérations précédentes des mesures d'entrée individuelles, par exemple réf. 77, que cette hypothèse est également valable dans les cas où le nombre d'événements est faible en comparant les résultats des formules asymptotiques avec ceux des pseudo-expériences. Cela a confirmé les résultats d'un travail précédent52 selon lequel l'approximation gaussienne devient valide pour aussi peu que ≳5 événements de fond. Dans le régime asymptotique, deux fois le logarithme négatif de la vraisemblance du profil λ(α) = −2ln(Λ(α)) suit une distribution χ2 avec un nombre de degrés de liberté égal au nombre de paramètres d'intérêt. Les intervalles de confiance pour un niveau de confiance (CL) donné, généralement 68 %, sont alors définis comme les régions remplissant \(\lambda ({\boldsymbol{\alpha }}) < {F}_{n}^{-1}( {\rm{C}}{\rm{L}})\) où \({F}_{n}^{-1}\) est la fonction quantile de la distribution χ2 à n degrés de liberté, donc \ ({F}_{1}^{-1}=1\,(4)\) pour un 1σ (2σ) CL avec un degré de liberté. Les valeurs des paramètres α correspondant à ces intervalles de confiance sont obtenues en balayant la vraisemblance du profil. De même, la valeur de p pSM = 1 − Fn(λ(αSM)) est utilisée pour tester la compatibilité de la mesure et la prédiction du modèle standard. Les corrélations entre les paramètres sont estimées en inversant la matrice des dérivées secondes de la vraisemblance.

Les significations et les limites attendues sont déterminées à l'aide des ensembles de données 'Asimov'52, qui sont obtenus en fixant les rendements observés à leurs valeurs attendues lorsque les paramètres de nuisance sont définis sur les valeurs qui maximisent la probabilité \(\hat{{\rm{\theta }}}\).

Dans le cadre κ, la section efficace pour une mesure individuelle est paramétrée comme

où Γf est la largeur partielle d'une désintégration du boson de Higgs vers l'état final f et ΓH est la largeur de désintégration totale du boson de Higgs. La largeur totale est donnée par la somme des largeurs partielles de tous les modes de désintégration inclus. Les contributions à la largeur de désintégration totale du boson de Higgs dues à des phénomènes au-delà du modèle standard peuvent se manifester par une valeur du modificateur de force de couplage κp différente de un, ou une valeur de Binv. ou Bu. différent de zéro. La largeur totale du boson de Higgs est alors exprimée par \({\varGamma }_{H}({\boldsymbol{\kappa }},{B}_{{\rm{inv.}}},{B}_{{ \rm{u.}}})={\kappa }_{H}^{2}({\boldsymbol{\kappa }},{B}_{{\rm{inv.}}},{B} _{{\rm{u.}}}){\varGamma }_{H}^{{\rm{SM}}}\) avec

Les sections efficaces de production de bosons de Higgs et les largeurs de désintégration partielle et totale sont paramétrées en termes de modificateurs de force de couplage, comme indiqué dans le tableau 9 de la réf. 22. Une paramétrisation améliorée comprenant des contributions supplémentaires de sous-direction est utilisée dans cet article pour correspondre à la précision accrue des mesures.

Les définitions des régions cinématiques pour l'étude de précision de la production de bosons de Higgs dans le cadre de sections efficaces de modèles simplifiés44,56,57,58 sont basées sur les propriétés prédites des particules générées dans un processus de production donné. Le partitionnement suit le schéma dit de l'étape 1.2, qui présente une granularité légèrement plus fine que le schéma de l'étape 1.157 et introduit les catégories d'impulsion transverse du boson de Higgs pour le processus de production \(t\bar{t}H\). Les bosons de Higgs doivent être produits avec rapidité |yH| < 2,5. Les jets de particules associés sont construits à partir de toutes les particules stables ayant une durée de vie supérieure à 10 ps, ​​à l'exclusion des produits de désintégration du boson de Higgs et des leptons issus de la désintégration des bosons W et Z, en utilisant l'algorithme anti-kt78 avec un paramètre de rayon de jet R = 0,4, et doit avoir une impulsion transverse pT,jet > 30 GeV. Les prédictions du modèle standard sont supposées pour les propriétés cinématiques des désintégrations du boson de Higgs. Des phénomènes au-delà du modèle standard peuvent modifier considérablement ces propriétés, et donc l'acceptation du signal, en particulier pour les modes de décroissance WW ou ZZ, et cela doit être pris en compte lors de l'utilisation de ces mesures pour les interprétations pertinentes.

La production de bosons de Higgs est d'abord classée selon la nature de l'état initial et des particules associées, ces dernières incluant les produits de désintégration des bosons W et Z s'ils sont présents. Ces classes sont : les processus \(t\bar{t}H\) et tH ; processus qq′ → Hqq′, avec des contributions à la fois du VBF et de la production de VH initiée par les quarks (où V = W, Z) avec une désintégration hadronique du boson vecteur ; pp → production de VH avec une désintégration leptonique du boson vecteur (V(ℓℓ, ℓν)H), incluant la production de gg → ZH → ℓℓH ; et enfin le processus ggF combiné avec la production de \(gg\to ZH\to q\bar{q}H\) pour former un seul processus gg → H. La contribution du processus de production \(b\bar{b}H\) est prise en compte comme une augmentation de 1 %44 du rendement gg → H dans chaque région cinématique, car les acceptations pour les deux processus sont similaires pour toutes les analyses d'entrée44 .

Les mesures d'entrée dans les modes de décroissance individuels ne fournissent qu'une sensibilité limitée à la section efficace dans certaines des régions du schéma de l'étape 1.2, principalement en raison du petit nombre d'événements dans certaines de ces régions. Dans d'autres cas, ils ne fournissent une sensibilité qu'à une combinaison de ces régions, conduisant à des mesures fortement corrélées. Pour atténuer ces effets, certaines des régions cinématiques de l'étape 1.2 ont été fusionnées pour la mesure combinée.

Par rapport aux mesures d'entrée individuelles, les incertitudes théoriques systématiques associées aux prédictions de signal ont été mises à jour pour que la combinaison suive de près la granularité du schéma de l'étape 1.2. Les incertitudes de l'échelle QCD dans la production de ggF ont été mises à jour pour tous les canaux d'entrée sensibles à ce processus de production. Sur 18 sources d'incertitude au total, deux rendent compte des effets globaux d'ordre fixe et de reprise, deux couvrent les migrations entre différents bins de multiplicité de jets, sept sont associées à la modélisation de l'impulsion transverse du boson de Higgs (\({p}_{{ \rm{T}}}^{H}\)) dans différentes régions de l'espace des phases, quatre tiennent compte de l'incertitude dans la distribution de la variable de masse invariante dijet (mjj), un couvre la modélisation du boson de Higgs plus deux principaux distribution de l'impulsion transverse des jets (\({p}_{{\rm{T}}}^{Hjj}\)) dans la région ≥2-jets, l'une concerne la modélisation de la distribution du boson de Higgs plus un jet transverse moment (\({p}_{{\rm{T}}}^{Hj}\)) divisé par \({p}_{{\rm{T}}}^{H}\) dans le haut -\({p}_{{\rm{T}}}^{H}\) région, et enfin, la dernière prend en compte l'incertitude du choix du schéma de masse du quark top. Les incertitudes théoriques pour les processus qq′ → Hqq′ et \(t\bar{t}H\) sont définies précédemment28, et celles de la région cinématique V(ℓℓ, ℓν)H suivent le schéma décrit dans un travail antérieur76. Pour les régions cinématiques définies par la fusion de plusieurs régions de l'étape 1.2, les facteurs d'acceptation du signal sont déterminés en supposant que les fractions relatives dans chaque région de l'étape 1.2 sont données par leurs valeurs de modèle standard, et les incertitudes prédites par le modèle standard dans ces régions. les fractions sont prises en compte.

Les données expérimentales qui soutiennent les résultats de cette étude sont disponibles dans HEPData avec l'identifiant https://doi.org/10.17182/hepdata.130266.

Le logiciel de réduction de données ATLAS est disponible au lien suivant : https://zenodo.org/record/4772550. La modélisation et l'analyse statistiques sont basées sur le logiciel ROOT et ses modules intégrés RooFit et RooStats, disponibles sur https://zenodo.org/record/3895852. Le code permettant de configurer ces outils statistiques et de traiter leur sortie est disponible sur demande.

Une correction à cet article a été publiée : https://doi.org/10.1038/s41586-022-05581-5

Weinberg, S. Un modèle de leptons. Phys. Rév. Lett. 19, 1264-1266 (1967).

Annonces d'article Google Scholar

Glashow, SL Symétries partielles des interactions faibles. Nucl. Phys. 22, 579–588 (1961).

Article Google Scholar

Salam, A. Interactions faibles et électromagnétiques. Proc. 8ème Symposium Nobel, Conf. Proc. C 680519, 367–377 (1968).

Google Scholar

't Hooft, G. & Veltman, MJG Régularisation et renormalisation des champs de jauge. Nucl. Phys. B 44, 189–213 (1972).

Article ADS MathSciNet Google Scholar

Higgs, PW Symétries brisées, particules sans masse et champs de jauge. Phys. Lett. 12, 132–133 (1964).

Annonces d'article Google Scholar

Higgs, PW Symétries brisées et masses des bosons de jauge. Phys. Rév. Lett. 13, 508-509 (1964).

Article ADS MathSciNet CAS Google Scholar

Englert, F. & Brout, R. Symétrie brisée et masse des mésons vecteurs de jauge. Phys. Rév. Lett. 13, 321–323 (1964).

Article ADS MathSciNet Google Scholar

Guralnik, G., Hagen, C. & Kibble, T. Lois globales de conservation et particules sans masse. Phys. Rév. Lett. 13, 585–587 (1964).

Article ADS CAS Google Scholar

Kibble, T. Rupture de symétrie dans les théories de jauge non abéliennes. Phys. Rév. 155, 1554-1561 (1967).

Article ADS CAS Google Scholar

Collaboration ATLAS. Observation d'une nouvelle particule dans la recherche du boson de Higgs du modèle standard avec le détecteur ATLAS au LHC. Phys. Lett. B 716, 1–29 (2012).

Collaboration CMS. Observation d'un nouveau boson d'une masse de 125 GeV avec l'expérience CMS au LHC. Phys. Lett. B 716, 30–60 (2012).

Collaboration ATLAS. L'expérience ATLAS au Grand collisionneur de hadrons du CERN. J. Instrument. 3, S08003 (2008).

Collaboration CMS. L'expérience CMS au LHC du CERN. J. Instrument. 3, S08004 (2008).

Evans, L. & Bryant, P. Machine LHC. J.Instrument 3, S08001 (2008).

Article Google Scholar

Collaboration ATLAS. Etude du spin et de la parité du boson de Higgs dans les désintégrations de dibosons avec le détecteur ATLAS. EUR. Phys. J.C 75, 476 (2015).

Collaboration CMS. Contraintes sur les couplages spin-parité et anormaux HVV du boson de Higgs dans les collisions de protons à 7 et 8 TeV. Phys. Rév. D 92, 012004 (2015).

Collaboration ATLAS. Contraintes sur l'intensité du signal du boson de Higgs hors enveloppe dans les états finaux de masse élevée ZZ et WW avec le détecteur ATLAS. EUR. Phys. J.C 75, 335 (2015).

Collaboration CMS. Recherche de la production hors coquille du boson de Higgs dans les collisions proton-proton à 7 et 8 TeV et dérivation des contraintes sur sa largeur de désintégration totale. J. Physique des hautes énergies. 2016-09, 51 (2016).

Collaboration CMS. Limites de la durée de vie et de la largeur du boson de Higgs depuis sa désintégration en quatre leptons chargés. Phys. Rév. D 92, 072010 (2015).

Collaboration ATLAS et collaboration CMS. Mesures des taux de production et de désintégration du boson de Higgs et des contraintes sur ses couplages à partir d'une analyse combinée ATLAS et CMS des données de collision pp du LHC à √s = 7 et 8 TeV. J. Physique des hautes énergies. 2016-08, 45 (2016).

Collaboration CMS. Mesures combinées des couplages du boson de Higgs dans les collisions proton-proton à √s = 13 TeV. EUR. Phys. J.C 79, 421 (2019).

Collaboration ATLAS. Mesures combinées de la production et de la désintégration du boson de Higgs en utilisant jusqu'à 80 fb−1 de données de collision proton-proton à √s = 13 TeV recueillies avec l'expérience ATLAS. Phys. Rév. D 101, 012002 (2020).

Collaboration ATLAS et collaboration CMS. Mesure combinée de la masse du boson de Higgs dans les collisions pp à √s = 7 et 8 TeV avec les expériences ATLAS et CMS. Phys. Rév. Lett. 114, 191803 (2015).

Collaboration ATLAS. Mesure de la masse du boson de Higgs dans les canaux H → ZZ* → 4ℓ et H → γγ avec des collisions √s = 13 TeV pp à l'aide du détecteur ATLAS. Phys. Lett. B 784, 345–366 (2018).

Collaboration CMS. Une mesure de la masse du boson de Higgs dans le canal de désintégration du diphoton. Phys. Lett. B 805, 135425 (2020).

Collaboration ATLAS. Fonctionnement du système de déclenchement ATLAS dans le Run 2. J. Instrum. 15, P10004 (2020).

Collaboration ATLAS. Le rapport ATLAS Collaboration Software and Firmware Report n° ATL-SOFT-PUB-2021-001 (CERN, 2021) ; https://cds.cern.ch/record/2767187

Collaboration ATLAS. Mesures de la section efficace de production du boson de Higgs et leur interprétation EFT dans le canal de désintégration 4ℓ à √s = 13 TeV avec le détecteur ATLAS. EUR. Phys. J.C 80, 957 (2020) ; erreur 81, 398 (2021).

Collaboration ATLAS. Measures of Gluon Fusion and Vector-Boson-Fusion Production of the Higgs Boson in H → WW* → eνμν Decays using pp Collisions at √s = 13 TeV with the ATLAS Detector Report No. CERN-EP-2022-078 (CERN, 2022 ).

Collaboration ATLAS. Mesure de la section efficace de production d'un boson de Higgs en association avec un boson vecteur dans le canal H → WW* → ℓνℓν dans des collisions pp à √s = 13 TeV avec le détecteur ATLAS. Phys. Lett. B 798, 134949 (2019).

Collaboration ATLAS. Mesure des propriétés de la production de bosons de Higgs à √s = 13 TeV dans le canal H → γγ en utilisant 139 fb−1 de données de collision pp avec le rapport d'expérience ATLAS n° CERN-EP-2022-094 (CERN, 2022).

Collaboration ATLAS. Une recherche du mode de désintégration Zγ du boson de Higgs dans des collisions pp à √s = 13 TeV avec le détecteur ATLAS. Phys. Lett. B 809, 135754 (2020).

Collaboration ATLAS. Mesures de la production de WH et ZH dans le canal de désintégration \(H\to b\bar{b}\) dans les collisions pp à 13 TeV avec le détecteur ATLAS. EUR. Phys. J.C 81, 178 (2021).

Collaboration ATLAS. Mesure de la production associée d'un boson de Higgs se désintégrant en quarks b avec un boson vecteur à forte impulsion transverse dans des collisions pp à √s = 13 TeV avec le détecteur ATLAS. Phys. Lett. B 816, 136204 (2021).

Collaboration ATLAS. Mesures des bosons de Higgs se désintégrant en quarks bottom à partir de la production de fusion de bosons vecteurs avec l'expérience ATLAS à √s = 13 TeV. EUR. Phys. J.C 81, 537 (2020).

Collaboration ATLAS. Mesure de la désintégration du boson de Higgs en quarks b en production associée avec une paire de quarks top dans des collisions pp à √s = 13 TeV avec le détecteur ATLAS. Préimpression sur https://arxiv.org/abs/2111.06712 (2021).

Collaboration ATLAS. Contraintes sur la production de bosons de Higgs avec une grande impulsion transverse utilisant des désintégrations \(H\to b\bar{b}\) dans le détecteur ATLAS. Phys. Rév. D 105, 092003 (2022).

Collaboration ATLAS. Mesures des sections efficaces de production du boson de Higgs dans le canal de désintégration H → τ+τ− dans les collisions pp à √s = 13 TeV avec le détecteur ATLAS. Préimpression sur https://arxiv.org/abs/2201.08269 (2022).

Collaboration ATLAS. Preuve de la production associée du boson de Higgs et d'une paire de quarks top avec le détecteur ATLAS. Phys. Rév. D 97, 072003 (2018).

Collaboration ATLAS. Recherche de la désintégration des dimuons du boson de Higgs du modèle standard avec le détecteur ATLAS. Phys. Lett. B 812, 135980 (2021).

Collaboration ATLAS. Contrainte directe sur le couplage de Higgs-charme à partir d'une recherche de désintégrations du boson de Higgs en quarks de charme avec le détecteur ATLAS. Préimpression sur https://arxiv.org/abs/2201.11428 (2022).

Collaboration ATLAS. Recherche de désintégrations invisibles du boson de Higgs dans des événements avec des signatures de fusion vecteur-boson à l'aide de 139 fb−1 de données proton-proton enregistrées par l'expérience ATLAS. Préimpression sur https://arxiv.org/abs/2202.07953 (2022).

Collaboration ATLAS. Recherche de la production associée d'un boson Z avec un boson de Higgs en décomposition invisible ou des candidats de matière noire à √s = 13 TeV avec le détecteur ATLAS. Phys. Lett. B 829, 137066 (2022).

Groupe de travail sur la section transversale du Higgs du LHC, de Florian, D. et al. Handbook of LHC Higgs Cross Sections: 4. Dechiffrer la nature du rapport du secteur de Higgs n° CERN-2017-002 (CERN, 2017) ; https://doi.org/10.23731/CYRM-2017-002

Kudashkin, K., Lindert, JM, Melnikov, K. & Wever, C. Bosons de Higgs à grande impulsion transverse au LHC. Phys. Lett. B 782, 210-214 (2018).

Djouadi, A., Kalinowski, J., Mühlleitner, M. & Spira, M. HDECAY : vingt++ ans après. Calcul. Phys. Commun. 238, 214-231 (2019).

Article ADS CAS Google Scholar

Bonetti, M., Melnikov, K. & Tancredi, L. Corrections d'ordre supérieur des contributions mixtes QCD-EW à la production de bosons de Higgs dans la fusion de gluons. Phys. Rév. D 97, 056017 (2018).

Article ADS CAS Google Scholar

Dulat, F., Lazopoulos, A. & Mistlberger, B. iHixs 2 – sections efficaces de Higgs inclusives. Calcul. Phys. Commun. 233, 243-260 (2018).

Article ADS MathSciNet CAS Google Scholar

Harlander, RV, Klappert, J., Liebler, S. & Simon, L. vh@nnlo-v2 : nouvelle physique dans Higgs Strahlung. J. Physique des hautes énergies. 2018-05, 89 (2018).

Article Google Scholar

Cacciari, M., Dreyer, FA, Karlberg, A., Salam, GP et Zanderighi, G. Production de Higgs par fusion de bosons vectoriels entièrement différentielle à l'ordre suivant. Phys. Rév. Lett. 115, 082002 (2015).

Annonces d'article Google Scholar

Collaborations ATLAS et CMS et groupe combiné LHC Higgs. Procedure for the LHC Higgs Boson Search Combination in Summer 2011 Report No. ATL-PHYS-PUB-2011-011 (CERN, 2011); https://cds.cern.ch/record/1375842

Cowan, G., Cranmer, K., Gross, E. & Vitells, O. Formules asymptotiques pour les tests basés sur la vraisemblance de la nouvelle physique. EUR. Phys. J.C 71, 1554 (2011) ; erreur 73, 2501 (2013).

Annonces d'article Google Scholar

Groupe de travail sur la section transversale du Higgs du LHC, Heinemeyer, S. et al. Handbook of LHC Higgs Cross Sections: 3. Higgs Properties Report No. CERN-2013-004 (CERN, 2013); https://doi.org/10.5170/CERN-2013-004

Duhrssen, M. et al. Extraction des couplages du boson de Higgs à partir des données du LHC du CERN. Phys. Rév. D 70, 113009 (2004).

Annonces d'article Google Scholar

Dobrescu, BA & Lykken, JD Couplage des étendues du boson de type Higgs. J. Physique des hautes énergies. 2103-02, 73 (2013).

Article Google Scholar

Andersen, JR et al. Les Houches 2015 : Rapport du groupe de travail sur le modèle standard de physique des collisionneurs du TeV. In 9th Les Houches Workshop on Physics at TeV Colliders https://inspirehep.net/literature/1459079 (2016).

Berger, N. et al. Simplified Template Cross Sections – Stage 1.1 Report No. LHCHXSWG-2019-003 (CERN, 2019) ; préimpression sur https://arxiv.org/abs/1906.02754

Amoroso, S. et al. Les Houches 2019 : Physics at TeV Colliders : Standard Model Working Group Report. In 11th Les Houches Workshop on Physics at TeV Colliders: PhysTeV Les Houches https://inspirehep.net/literature/1783782 (2020).

Dainese, A. et al. Report on the Physics at the HL-LHC, and Perspectives for the HE-LHC Report No. CERN-2019-007 (CERN, 2019) ; https://cds.cern.ch/record/2703572

Collaboration ATLAS. Couche B insérable ATLAS : Rapport de conception technique n° CERN-LHCC-2010-013 (CERN, 2010) ; https://cds.cern.ch/record/1291633

Abbott, B. et al. Production et intégration de la couche B insérable ATLAS. J. Instrument. 13, T05008 (2018).

Article Google Scholar

Collaboration ATLAS. Performances du système de déclenchement ATLAS en 2015. Eur. Phys. J.C 77, 317 (2017).

Collaboration ATLAS. Détermination de la luminosité en pp Collisions à √s = 13 TeV à l'aide du détecteur ATLAS au LHC Rapport n° ATLAS-CONF-2019-021 (CERN, 2019) ; https://cds.cern.ch/record/2677054

Collaboration ATLAS. Reconstruction et identification d'électrons dans l'expérience ATLAS à l'aide des données de collision proton-proton du LHC de 2015 et 2016 à √s = 13 TeV. EUR. Phys. J.C 79, 639 (2019).

Collaboration ATLAS. Performances des déclencheurs d'électrons et de photons dans ATLAS pendant l'exploitation 2 du LHC. Eur. Phys. J.C 80, 47 (2020).

Collaboration ATLAS. Efficacité de reconstruction et d'identification des muons dans ATLAS en utilisant l'ensemble complet de données de collision Run 2 pp à √s = 13 TeV. EUR. Phys. J.C 81, 578 (2021).

Collaboration ATLAS. Mesure de la performance de reconstruction et d'identification des leptons Tau dans l'expérience ATLAS à l'aide de collisions pp à √s = 13 TeV Rapport n° ATLAS-CONF-2017-029 (CERN, 2017) ; https://cds.cern.ch/record/2261772

Collaboration ATLAS. Mesure des performances et de l'efficacité de l'identification ATLAS b-jet avec des événements \(t\bar{t}\) dans des collisions pp à √s = 13 TeV. EUR. Phys. J.C 79, 970 (2019).

Collaboration ATLAS. Mesure de l'efficacité du détrompage du jet c dans les événements \(t\bar{t}\) à l'aide de données de collision pp à √s = 13 TeV collectées avec le détecteur ATLAS. EUR. Phys. J.C 82, 95 (2022).

Collaboration ATLAS. Configuration et performances des déclencheurs ATLAS b-jet dans le Run 2. Eur. Phys. J.C 81, 1087 (2021).

Collaboration ATLAS. Mesures des performances des électrons et des photons avec le détecteur ATLAS à partir des données de collision proton-proton du LHC de 2015-2017. J. Instrument. 14, P12006 (2019).

Collaboration ATLAS. Échelle d'énergie du jet et résolution mesurées dans les collisions proton-proton à √s = 13 TeV avec le détecteur ATLAS. EUR. Phys. J.C 81, 689 (2020).

Collaboration ATLAS. Optimisation de la reconstruction de jets à grand rayon pour le détecteur ATLAS dans des collisions proton-proton à 13 TeV. EUR. Phys. J.C 81, 334 (2020).

Collaboration ATLAS. Performance de la reconstruction de l'impulsion transverse manquante avec le détecteur ATLAS en utilisant des collisions proton-proton à √s = 13 TeV. EUR. Phys. J.C 78, 903 (2018).

Butterworth, J. et al. Recommandations PDF4LHC pour LHC Run II. J.Phys. G 43, 023001 (2016).

Annonces d'article Google Scholar

Collaboration ATLAS. Evaluation of Theoretical Uncertainties for Simplified Template Cross Section Measurements of V-Associated Production of the Higgs Boson Report No. ATL-PHYS-PUB-2018-035 (CERN, 2018); https://cds.cern.ch/record/2649241

Collaboration ATLAS. Recherchez le boson de Higgs du modèle standard dans le canal de désintégration à deux photons avec le détecteur ATLAS au LHC. Phys. Lett. B 705, 452–470 (2011).

Cacciari, M., Salam, GP & Soyez, G. L'algorithme de regroupement des jets anti-kt. J. Physique des hautes énergies. 2008-04, 063 (2008).

Article ANNONCES MATH Google Scholar

Télécharger les références

Le copyright de cet Article est détenu par le CERN, au profit de la Collaboration ATLAS.

Tous les auteurs ont contribué à la publication, étant diversement impliqués dans la conception et la construction des détecteurs, dans l'écriture des logiciels, l'étalonnage des sous-systèmes, l'exploitation des détecteurs et l'acquisition des données, et enfin l'analyse des données traitées. Les membres de la collaboration ATLAS ont discuté et approuvé les résultats scientifiques. Le manuscrit a été préparé par un sous-groupe d'auteurs nommés par la collaboration et soumis à un processus d'examen interne à l'échelle de la collaboration. Tous les auteurs ont examiné et approuvé la version finale du manuscrit.

Les auteurs ne déclarent aucun intérêt concurrent.

Nature remercie Matt Kenzie, Zhen Liu et David Sperka pour leur contribution à l'examen par les pairs de ce travail.

est disponible pour cet article sur https://doi.org/10.1038/s41586-022-04893-w.

Note de l'éditeur Springer Nature reste neutre en ce qui concerne les revendications juridictionnelles dans les cartes publiées et les affiliations institutionnelles.

Libre accès Cet article est sous licence Creative Commons Attribution 4.0 International, qui permet l'utilisation, le partage, l'adaptation, la distribution et la reproduction sur n'importe quel support ou format, à condition que vous accordiez le crédit approprié à l'auteur ou aux auteurs originaux et à la source, fournissez un lien vers la licence Creative Commons et indiquez si des modifications ont été apportées. Les images ou tout autre matériel tiers dans cet article sont inclus dans la licence Creative Commons de l'article, sauf indication contraire dans une ligne de crédit au matériel. Si le matériel n'est pas inclus dans la licence Creative Commons de l'article et que votre utilisation prévue n'est pas autorisée par la réglementation légale ou dépasse l'utilisation autorisée, vous devrez obtenir l'autorisation directement du détenteur des droits d'auteur. Pour voir une copie de cette licence, visitez http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Réimpressions et autorisations

La collaboration ATLAS. Une carte détaillée des interactions du boson de Higgs par l'expérience ATLAS dix ans après la découverte. Nature 607, 52–59 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-04893-w

Télécharger la citation

Reçu : 21 mars 2022

Accepté : 23 mai 2022

Publié: 04 juillet 2022

Date d'émission : 07 juillet 2022

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

Toute personne avec qui vous partagez le lien suivant pourra lire ce contenu :

Désolé, aucun lien partageable n'est actuellement disponible pour cet article.

Fourni par l'initiative de partage de contenu Springer Nature SharedIt

Journal de physique des hautes énergies (2023)

Science Chine Physique, mécanique et astronomie (2023)

Journal de physique des hautes énergies (2023)

Journal de physique des hautes énergies (2023)

Journal de physique des hautes énergies (2023)

En soumettant un commentaire, vous acceptez de respecter nos conditions d'utilisation et nos directives communautaires. Si vous trouvez quelque chose d'abusif ou qui ne respecte pas nos conditions ou directives, veuillez le signaler comme inapproprié.