Исследуемые процессы

Одной из наиболее интересных задач для коллайдера LEPII представляется задача поиска Хиггсовского бозона, предсказанного Стандартной моделью. В частности, исследуется возможность регистрации Хиггса в четырех-фермионном конечном состоянии. В работах [87,88,89] были вычислены полные наборы древесных диаграмм для хиггсовского сигнала и неприводимого фона в полулептонных четырех-фермионных процессах:

$$e^+ e^- \rightarrow \mu^+\mu^- b \bar b$$ (6.1)

$$e^+e^- \rightarrow \nu \bar \nu b \bar b$$ (6.2)

$$e^+e^- \rightarrow e^+e^- b \bar b$$ (6.3)

В процессах (5.2) и (5.3) существует два типа сигнальных диаграмм с рождением Хиггс бозона (диаграммы на рисунке 5.1): излучение Хиггса из линии $Z$-бозона и рождение Хиггса от слияния $WW$. Оба механизма, механизм излучения $e^+ e^- \rightarrow HZ$ [90] и механизм слияния $e^+ e^- \rightarrow \nu_e \bar \nu_e H$ [91], долгое время рассматривались независимо, как неинтерферирующие амплитуды. Интересно однако, рассмотреть оба механизма как интерферирующие части одной амплитуды (с помощью когерентного суммирования соответствующих фейнмановских диаграмм). Взаимодействие двух механизмов особенно интересно в области вблизи энергетического порога $\sqrt{s}=m_H+m_Z$ для процесса $\nu_e \bar \nu_e b \bar b$, где вклад от обоих механизмов одного порядка и их интерференция положительна и не мала. В частности, было показано [88], что для процесса 5.2 при энергии $\sqrt{s} < m_H+m_Z$ (под порогом $m_H+m_Z$) механизм слияния в канале $e^+ e^- \rightarrow \nu_e \bar \nu_e b \bar b$ более важен, чем механизм излучения, и он может дать наблюдаемые события при светимости LEPII. Число событий уменьшается при уменьшении энергии от порога $\sqrt{s}=m_H+m_Z$ (или, эквивалентно, при увеличении массы Хиггса от точки $m_H=\sqrt{s}-m_Z$). Тем не менее, в массовом интервале примерно 10 ГэВ под порогом можно наблюдать от четырех до десяти событий рождения Хиггс бозона в год. Другими словами, LEPII дает возможность наблюдать Хиггс бозон с массой $m_H=\sqrt{s}-m_Z+\Delta m$, где $\Delta m \approx 10$ ГэВ. Хиггсовский пик может быть наблюдаем в распределении по инвариантной массе двух b-струй, и в связи с этим для выделения сигнала существенна прямая экспериментальная реконструкция b-струй [92].

Важность механизма слияния и интерференционного члена в пороговой области была отмечена в работе [92] и более детально исследована в работе [88] с помощью Монте-Карло моделирования в древесном приближении (23 диаграммы для $\nu_e \bar \nu_e b \bar b$ процесса, 11 диаграмм для $\nu_{\mu} \bar \nu_{\mu} b \bar b$ и $\nu_{\tau} \bar \nu_{\tau} b \bar b$). Полуаналитические результаты для полного сечения двух сигнальных диаграмм и интерференции между ними приведены в работе [93], где было использовано $2 \rightarrow 3$ приближение для $e^+ e^- \rightarrow \nu_e \bar \nu_e H$. Полные древесные $2 \rightarrow 4$ результаты для процесса 5.1 (25 диаграмм) были получены в работе [94]. Для процесса 5.3 также имеет место механизм рождения Хиггса через $ZZ$ слияние, но в этом случае сечение неприводимого фона примерно в 100 раз выше сечения хиггсовского сигнала и необходима сложная процедура отбора.

Основной задачей представляемой работы было исследование соотношения сигнала к фону для процесса 5.2 под порогом $m_H+m_Z$ на основе вычисления полного набора диаграмм древесного уровня. Число сигнальных событий при светимости LEPII мало, поэтому важно иметь детальное понимание фоновых процессов и реалистичное представление о влиянии свойств детектора на конечный результат. Исходя из этого, мы смоделировали адронизацию b-кварков и ввели в вычисления модель типичного детектора.

=0.8pt

Figure: Полный набор фейнмановских диаграмм для процесса $e^+ e^- \rightarrow \nu_e \bar \nu_e b \bar b$