Eine detaillierte Karte der Higgs-Boson-Wechselwirkungen des ATLAS-Experiments zehn Jahre nach der Entdeckung

Nature Band 607, Seiten 52–59 (2022)Diesen Artikel zitieren

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Das Standardmodell der Teilchenphysik1,2,3,4 beschreibt die bekannten Grundteilchen und Kräfte, aus denen unser Universum besteht, mit Ausnahme der Schwerkraft. Eines der zentralen Merkmale des Standardmodells ist ein Feld, das den gesamten Raum durchdringt und mit fundamentalen Teilchen5,6,7,8,9 interagiert. Die Quantenanregung dieses Feldes, bekannt als Higgs-Feld, manifestiert sich als Higgs-Boson, das einzige fundamentale Teilchen ohne Spin. Im Jahr 2012 wurde durch die ATLAS- und CMS-Experimente am Large Hadron Collider am CERN ein Teilchen beobachtet, dessen Eigenschaften mit dem Higgs-Boson des Standardmodells übereinstimmen10,11. Seitdem wurden durch das ATLAS-Experiment mehr als 30-mal so viele Higgs-Bosonen registriert, was wesentlich genauere Messungen und neue Tests der Theorie ermöglichte. Hier kombinieren wir auf der Grundlage dieses größeren Datensatzes eine beispiellose Anzahl von Produktions- und Zerfallsprozessen des Higgs-Bosons, um seine Wechselwirkungen mit Elementarteilchen zu untersuchen. Wechselwirkungen mit Gluonen, Photonen sowie W- und Z-Bosonen – den Trägern der starken, elektromagnetischen und schwachen Kräfte – werden im Detail untersucht. Wechselwirkungen mit drei Materieteilchen der dritten Generation (bottom (b) und top (t) Quarks sowie Tau-Leptonen (τ)) sind gut gemessen und es gibt Hinweise auf Wechselwirkungen mit einem Teilchen der zweiten Generation (Myonen, μ). Diese Tests zeigen, dass das vor zehn Jahren entdeckte Higgs-Boson in bemerkenswerter Weise mit den Vorhersagen der Theorie übereinstimmt und strenge Einschränkungen für viele Modelle neuer Phänomene über das Standardmodell hinaus bietet.

Das Standardmodell der Teilchenphysik wurde seit seiner Formulierung durch viele Experimente getestet1,2,3,4 und nach Berücksichtigung der Neutrinomassen wurden bisher keine Diskrepanzen zwischen experimentellen Beobachtungen und seinen Vorhersagen festgestellt. Ein zentrales Merkmal des Standardmodells ist die Existenz eines spinlosen Quantenfeldes, das das Universum durchdringt und massiven Elementarteilchen Masse verleiht. Die Existenz und Eigenschaften dieses Feldes und seines zugehörigen Teilchens, des Higgs-Bosons, zu testen, ist seit mehreren Jahrzehnten eines der Hauptziele der Teilchenphysik. Im Standardmodell wird die Stärke der Wechselwirkung oder „Kopplung“ zwischen dem Higgs-Boson und einem bestimmten Teilchen vollständig durch die Masse und Art des Teilchens definiert. Es gibt keine direkte Kopplung zu den masselosen Kraftvermittlern des Standardmodells, den Photonen und Gluonen, wohingegen es in der Theorie drei Arten von Kopplungen zu massiven Teilchen gibt. Die erste ist die „Eich“-Kopplung des Higgs-Bosons mit den Mediatoren der schwachen Kraft, den W- und Z-Vektorbosonen. Der Nachweis der Existenz von Eichkopplungen ist ein wesentlicher Test des spontanen elektroschwachen Symmetriebrechmechanismus5,6,7,8,9. Die zweite Art der Kopplung beinhaltet eine weitere grundlegende Wechselwirkung, die Yukawa-Wechselwirkung, zwischen dem Higgs-Boson und Materieteilchen oder Fermionen. Die dritte Art der Kopplung ist die „Selbstkopplung“ des Higgs-Bosons mit sich selbst. Eine zentrale Vorhersage der Theorie besteht darin, dass die Kopplungen mit den Teilchenmassen skalieren und alle präzise vorhergesagt werden, sobald alle Teilchenmassen bekannt sind. Die experimentelle Bestimmung der Kopplungen des Higgs-Bosons an jedes einzelne Teilchen liefert daher wichtige und unabhängige Tests des Standardmodells. Es bietet auch strenge Einschränkungen für Theorien, die über das Standardmodell hinausgehen und im Allgemeinen unterschiedliche Muster von Kopplungswerten vorhersagen.

Im Jahr 2012 gaben die Experimente ATLAS12 und CMS13 am Large Hadron Collider (LHC)14 am CERN die Entdeckung eines neuen Teilchens bekannt, dessen Eigenschaften mit denen übereinstimmen, die für das Higgs-Boson des Standardmodells vorhergesagt wurden10,11. Genauere Messungen, bei denen alle Proton-Proton-Kollisionsdaten der ersten Datenerfassungsperiode von 2011 bis 2012 am LHC (Durchlauf 1) genutzt wurden, ergaben Hinweise darauf, dass im Gegensatz zu allen anderen bekannten fundamentalen Teilchen die Eigenschaften der entdeckten Teilchen stimmten mit der Hypothese überein, dass es keinen Spin hat15,16. Alternative Spin-1- und Spin-2-Hypothesen wurden ebenfalls getestet und mit hoher Sicherheit ausgeschlossen. Es wurden auch Untersuchungen der Ladungskonjugations- und Paritätseigenschaften (CP) des neuen Teilchens durchgeführt, die eine Übereinstimmung mit dem vom Standardmodell vorhergesagten CP-geraden Quantenzustand zeigten, während dennoch kleine Beimischungen von Nicht-Standardmodell-CP-gerade oder CP möglich waren -ungerade Zustände15,16. Grenzen für die Lebensdauer des Partikels wurden durch indirekte Messungen seiner natürlichen Breite ermittelt15,16,17,18,19. Darüber hinaus gelang es, die Wechselwirkungen des neuen Teilchens mit anderen Elementarteilchen genauer zu messen20. Die Ergebnisse all dieser Untersuchungen zeigten, dass seine Eigenschaften mit denen des Standardmodell-Higgs-Bosons kompatibel sind. Allerdings ließen die mit diesen frühen Messungen verbundenen statistischen Unsicherheiten erheblichen Spielraum für mögliche Interpretationen der Daten im Hinblick auf neue Phänomene jenseits des Standardmodells und ließen viele Vorhersagen des Standardmodells ungeprüft.

Die Charakterisierung des Higgs-Bosons wurde während des Datenerfassungszeitraums von Lauf 2 zwischen 2015 und 2018 fortgesetzt. Schätzungen zufolge wurden in diesem Zeitraum etwa 9 Millionen Higgs-Bosonen im ATLAS-Detektor erzeugt, von denen nur etwa 0,3 % experimentell zugänglich sind. Dies sind 30-mal mehr Ereignisse als zum Zeitpunkt seiner Entdeckung, was auf die höhere Kollisionsrate und die Erhöhung der Kollisionsenergie von 8 Teraelektronenvolt (TeV) auf 13 TeV zurückzuführen ist, was die Produktionsrate erhöht. In diesem Artikel wird der vollständige Datensatz von Lauf 2, der einer integrierten Leuchtkraft von 139 inversen Femtobarns (fb−1) entspricht, für die Messungen der Produktions- und Zerfallsraten des Higgs-Bosons verwendet, die zur Untersuchung der Kopplungen zwischen dem Higgs-Boson und verwendet werden die beteiligten Teilchen. Dies ist eine Verbesserung gegenüber den vorherigen Messungen, die mit Teildatensätzen von Lauf 2 erhalten wurden21,22. Die entsprechenden Vorhersagen hängen vom Wert der Masse des Higgs-Bosons ab, der nun durch die ATLAS- und CMS-Experimente23,24,25 mit einer Unsicherheit von etwa 0,1 % gemessen wurde. Die in diesem Artikel verwendeten Vorhersagen verwenden den kombinierten Zentralwert von 125,09 GeV23.

Der dominierende Produktionsprozess am LHC, der etwa 87 % der Higgs-Boson-Produktion ausmacht, ist der durch Heavy-Quark-Loop vermittelte Gluon-Gluon-Fusionsprozess (ggF). Der zweithäufigste Prozess ist die Vektorbosonenfusion (VBF), bei der zwei schwache Bosonen, entweder Z- oder W-Bosonen, zu einem Higgs-Boson verschmelzen (7 %). Als nächstes kommt es zur Produktion eines Higgs-Bosons in Verbindung mit einem schwachen (V = W, Z) Boson (4 %). Die Produktion eines Higgs-Bosons in Verbindung mit einem Paar Top-Quarks \((t\bar{t}H)\) oder Bottom-Quarks \((b\bar{b}H)\) macht jeweils etwa 1 % der aus Gesamtpreis. Der Beitrag anderer \(q\bar{q}H\)-Prozesse ist viel kleiner und experimentell nicht zugänglich. Nur etwa 0,05 % der Higgs-Bosonen werden in Verbindung mit einem einzelnen Top-Quark (tH) erzeugt. Repräsentative Feynman-Diagramme dieser Prozesse sind in Abb. 1a – e dargestellt. Es wird vorhergesagt, dass das Higgs-Boson nach seiner Produktion fast augenblicklich zerfällt, mit einer Lebensdauer von 1,6 × 10−22 Sekunden. Mehr als 90 % dieser Zerfälle erfolgen über acht Zerfallsmodi (Abb. 1f–i): Zerfälle in Eichbosonenpaare, d. h. W-Bosonen mit einer Wahrscheinlichkeit oder einem Verzweigungsanteil von 22 %, Z-Bosonen 3 %, Photonen ( γ) 0,2 %, Z-Boson und Photon 0,2 % sowie Zerfall in Fermionenpaare, d. h. b-Quarks 58 %, c-Quarks 3 %, τ-Leptonen 6 % und Myonen (μ) 0,02 %. Es kann auch zu Zerfällen des Higgs-Bosons in unsichtbare Teilchen kommen, die über der Standardmodellvorhersage von 0,1 % liegen und nach denen ebenfalls gesucht wird. Solche Zerfälle sind in Theorien jenseits des Standardmodells möglich, die beispielsweise die Existenz von Teilchen der Dunklen Materie postulieren, die nicht mit dem Detektor interagieren.

a–e, Das Higgs-Boson wird durch Gluon-Gluon-Fusion (a), Vektor-Boson-Fusion (VBF; b) und die damit verbundene Produktion mit Vektorbosonen (c), Top- oder B-Quark-Paaren (d) oder einem einzelnen Top-Quark erzeugt (e). f–i, Das Higgs-Boson zerfällt in ein Paar Vektorbosonen (f), ein Paar Photonen oder ein Z-Boson und ein Photon (g), ein Paar Quarks (h) und ein Paar geladene Leptonen (i). . Schleifeninduzierte Higgs-Boson-Wechselwirkungen mit Gluonen oder Photonen sind in Blau dargestellt, Prozesse mit Kopplungen an W- oder Z-Bosonen in Grün, an Quarks in Orange und an Leptonen in Rot. Zur Trennung der Produktionsprozesse VBF und VH (\(t\bar{t}H\) und tH) werden zwei unterschiedliche Grüntöne (Orange) verwendet.

In diesem Artikel werden die sich gegenseitig ausschließenden Messungen der Higgs-Boson-Produktion und -Zerfälle, die alle oben aufgeführten Prozesse untersuchen, unter Berücksichtigung der Korrelationen zwischen ihren Unsicherheiten kombiniert. Bei einer einzelnen Messung tragen im Allgemeinen verschiedene Kopplungen zur Erzeugung und zum Zerfall bei. Die Kombination aller Messungen ist daher notwendig, um diese Kopplungen individuell einzuschränken. Dies ermöglicht die Durchführung wichtiger Tests des Higgs-Sektors des Standardmodells, einschließlich der Bestimmung der Kopplungsstärken des Higgs-Bosons an verschiedene Grundteilchen und einer umfassenden Untersuchung der kinematischen Eigenschaften der Higgs-Boson-Produktion. Letzteres könnte neue Phänomene über das Standardmodell hinaus aufdecken, die durch Messungen der Kopplungsstärken nicht beobachtbar sind.

Das ATLAS-Experiment12 am LHC ist ein Mehrzweck-Teilchendetektor mit einer vorwärts-rückwärts-symmetrischen, zylindrischen Geometrie und einer Raumwinkelabdeckung von nahezu 4π. Der Detektor zeichnet digitalisierte Signale auf, die von den Produkten der Protonenbündelkollisionen des LHC erzeugt werden und im Folgenden als „Kollisionsereignisse“ bezeichnet werden. Es dient dazu, verschiedenste Teilchen zu identifizieren und deren Impulse und Energien zu messen. Zu diesen Teilchen gehören Elektronen, Myonen, τ-Leptonen und Photonen sowie Gluonen und Quarks, die im Detektor kollimierte Teilchenstrahlen erzeugen. Da die Jets von B-Quarks und C-Quarks Hadronen mit relativ langer Lebensdauer enthalten, können sie durch Beobachtung eines Zerfallsscheitelpunkts identifiziert werden, der typischerweise in einer messbaren Entfernung vom Kollisionspunkt auftritt. Das Vorhandensein von Teilchen, die nicht mit dem Detektor interagieren, wie z. B. Neutrinos, kann durch Summieren der Vektorimpulse der sichtbaren Teilchen in der Ebene quer zum Strahl und unter Einhaltung der Erhaltung der Querimpulse abgeleitet werden.

Die dem Kollisionspunkt am nächsten gelegenen Detektorkomponenten messen die Flugbahnen und Impulse geladener Teilchen. Dieses innere Spektrometer ist von Kalorimetern umgeben, die zur Identifizierung von Teilchen und zur Messung ihrer Energien dienen. Die Kalorimeter sind wiederum von einem äußeren Spektrometer umgeben, das der Messung der Flugbahnen und Impulse von Myonen dient, dem einzigen geladenen Teilchen, das sich durch die Kalorimeter bewegt. Für die Datenerfassung in Lauf 226 wurde ein zweistufiges Triggersystem optimiert, um aus den Protonenbündelkollisionen, die mit einer Rate von 40 MHz auftreten, Ereignisse von Interesse mit einer Rate von etwa 1 kHz auszuwählen. Eine umfangreiche Software-Suite27 wird bei der Simulation, Rekonstruktion und Analyse realer und simulierter Daten, im Detektorbetrieb sowie in den Trigger- und Datenerfassungssystemen des Experiments eingesetzt.

Physikalische Analysen konzentrieren sich typischerweise auf bestimmte Produktions- und Zerfallsprozesse und messen die Anzahl der beobachteten Higgs-Boson-Kandidaten nach Berücksichtigung von Nicht-Higgs-Hintergrundprozessen. Um die Stärken der Wechselwirkungen des Higgs-Bosons zu bestimmen, werden gleichzeitige Anpassungen mit unterschiedlichen physikalisch motivierten Annahmen an einem kombinierten Satz komplementärer Messungen durchgeführt. Die relativen Gewichte der Eingabemessungen in der Kombination hängen von der Effizienz der Analyseauswahl, von den Signalraten, die mit den von der Analyse untersuchten Higgs-Prozessen verbunden sind, von den Signal-zu-Hintergrund-Verhältnissen und von den damit verbundenen systematischen Unsicherheiten ab.

Für jeden Zerfallsmodus, der in die Kombination eintritt, wird der Produktionsprozess über eine Ereignisklassifizierung basierend auf den Eigenschaften der im Zusammenhang mit dem Higgs-Boson erzeugten Teilchen bewertet, meist über spezielle Ansätze des maschinellen Lernens. Sofern nicht anders angegeben, berücksichtigen Studien zu jedem Zerfallsmodus alle einzelnen oder kombinierten Beiträge von sechs Produktionsprozessen: ggF, VBF, WH, ZH, \(t\bar{t}H\) und tH. Higgs-Boson-Wechselwirkungen werden durch zusätzliche Ereignisklassifizierung jedes Produktionsprozesses basierend auf den kinematischen Eigenschaften des erzeugten Higgs-Bosons und der damit verbundenen Teilchen weiter untersucht.

Der Input für die kombinierte Messung umfasst die neuesten Ergebnisse der Zerfallsmodi, die ursprünglich zur Entdeckung des Higgs-Bosons führten: H → ZZ → ℓ+ℓ−ℓ+ℓ− zerfällt28 mit zwei Z-Bosonen, die anschließend in ein Paar entgegengesetzt geladener Elektronen zerfallen oder Myonen; H → W ±W∓ → ℓ±νℓℓ∓νℓ Zerfälle, die getrennt auf die Produktionsprozesse ggF und VBF29 sowie WH und ZH30 abzielen; und H → γγ zerfällt31 mit zwei hochenergetischen Photonen. Letzteres ist die einzige Messung, die zur Unterscheidung zwischen den Prozessen \(t\bar{t}H\) und tH verwendet wird. Diese Diboson-Zerfallsmodi werden zum ersten Mal durch eine Suche nach dem seltenen H → Zγ → ℓ+ℓ−γ-Zerfall32 ergänzt. Auch der Zerfall von Higgs-Bosonen in Fermionen wird ausführlich erforscht. Die Messung des dominanten \(H\to b\bar{b}\)-Zerfallsmodus ist aufgrund eines sehr großen Multijet-Hintergrunds, der durch die Anwesenheit zusätzlicher für WH oder ZH33 charakteristischer Partikel unterdrückt werden kann, besonders anspruchsvoll ,34, VBF35 und \(t\bar{t}H\)36 Produktionsprozesse. Als neue Eingabe werden auch die vollständig hadronischen \(H\to b\bar{b}\)-Signalereignisse mit großem Higgs-Boson-Transversalimpuls berücksichtigt37, die erstmals eine Sensitivität für den ggF-Produktionsprozess in diesem Zerfallsmodus liefern. Die Empfindlichkeit der neuesten Messung im Zerfallsmodus H → τ+τ−38 wird nun auf die VH- und kombinierten \(t\bar{t}H\)- und tH-Produktionsprozesse ausgeweitet. Zusätzlich zu den \(t\bar{t}H\)-Messungen, die in den Zerfallsmodi γγ, τ+τ− und ZZ erhalten wurden, ist eine komplementäre Analyse, die empfindlich auf τ+τ−, \({W}^{\ pm }{W}^{\mp }\) und ZZ-Zerfälle werden mithilfe von Ereignissen mit mehreren Leptonen im Endzustand durchgeführt39. Die wesentlich anspruchsvolleren Messungen von Higgs-Boson-Kopplungen an Fermionen der zweiten Generation werden durch die Suche nach dem H → μ+μ−-Zerfall40 untersucht und, erstmals in die Kombination einbezogen, \(H\to c\bar{c}\ ) Zerfall41. Aufgrund des großen Multijet-Hintergrunds ist der letztgenannte Zerfallsmodus derzeit nur über die WH- und ZH-Produktion zugänglich. Schließlich werden die Eingaben für die Kombination durch die neuesten direkten Suchen in den VBF- und ZH-Produktionsprozessen für den Zerfall von Higgs-Bosonen in unsichtbare Teilchen ergänzt, die dem Detektor entkommen42,43. Eine Zusammenfassung dieser in der Kombination verwendeten Eingabemessungen ist in der erweiterten Datentabelle 1 verfügbar.

Alle Eingabemessungen werden mit dem vollständigen Datensatz von Lauf 2 durchgeführt, mit Ausnahme der Messungen früherer Arbeiten30,39, die einen Teildatensatz von Lauf 2 verwenden, der in den Jahren 2015 und 2016 gesammelt wurde. Die direkten Suchen nach unsichtbaren Higgs-Boson-Zerfällen und dem \(H \to c\bar{c}\)-Messungen werden nur für Messungen der relevanten Higgs-Boson-Kopplungsstärken verwendet, und die \(H\to b\bar{b}\)-Messungen bei hohen Higgs-Boson-Transversalimpulsen37 werden nur berücksichtigt, wenn Untersuchung der kinematischen Eigenschaften der Higgs-Boson-Produktion. Alle anderen Eingaben werden für die Messung von Produktionsquerschnitten, Verzweigungsanteilen und Kopplungsstärken verwendet. Die Messung der kinematischen Eigenschaften der Higgs-Boson-Produktion schließt Eingabemessungen aus früheren Arbeiten30,32,39,40,41 aufgrund ihrer begrenzten Empfindlichkeit aus.

Analysen, die mit den Daten von Lauf 2 durchgeführt werden, führen zu einer Reihe von Verbesserungen, die oft zu bis zu 50 % besseren Signalempfindlichkeiten führen, verglichen mit denen, die allein durch die Erhöhung der analysierten Datenmenge zu erwarten wären. Zu diesen Verbesserungen gehören eine bessere Teilchenrekonstruktion (optimiert für die Bewältigung einer erhöhten Anzahl von Protonenwechselwirkungen pro Bündelkreuzung), eine spezielle Rekonstruktion stark Lorentz-verstärkter \(H\to b\bar{b}\)-Zerfälle und eine größere Anzahl simulierter Ereignisse , höhere Granularität der kinematischen Regionen, die in jedem Produktionsprozess untersucht werden, und verbesserte Vorhersagen der Signal- und Hintergrundtheorie.

Das Standardmodell wird getestet, indem die beobachteten Signalraten mit theoretischen Vorhersagen verglichen werden, die modernste Berechnungen der Higgs-Boson-Produktionsquerschnitte und Verzweigungsanteile44,45,46,47,48,49,50 erfordern. Alle Signalrekonstruktionseffizienzen und die meisten Hintergrundraten werden aus der Simulation vorhergesagt. Die Simulation wird durch die Verwendung spezieller signalverarmter Kontrolldaten für Messungen ausgewählter Hintergrundprozesse und zur Einschränkung der Signalauswahleffizienz ergänzt. In allen Analysen wurde ein gemeinsamer Satz von Ereignisgeneratoren verwendet, um die Gluon- und Quark-Wechselwirkungen bei den Proton-Proton-Kollisionen zu beschreiben. Die erzeugten Partikel wurden vor ihrer Rekonstruktion und Identifizierung einer detaillierten Simulation der Reaktion des ATLAS-Detektors unterzogen.

Die statistische Analyse der Daten wird im Abschnitt „Methoden“ ausführlicher beschrieben. Es basiert auf einem Wahrscheinlichkeitsformalismus, bei dem das Produkt der Wahrscheinlichkeitsfunktionen, die jede der Eingabemessungen beschreiben, berechnet wird, um eine kombinierte Wahrscheinlichkeit51 zu erhalten. Die Auswirkungen experimenteller und theoretischer systematischer Unsicherheiten auf die vorhergesagten Signal- und Hintergrundausbeuten werden durch die Einbeziehung von Störparametern in die Likelihood-Funktion umgesetzt. Die Werte dieser zusätzlichen Parameter werden entweder vollständig durch die enthaltenen Daten bestimmt oder durch Gaußsche Terme eingeschränkt, die die Wahrscheinlichkeit multiplizieren. Die Auswirkungen von Unsicherheiten, die sich auf mehrere Messungen auswirken, werden durch die Anpassung kohärent übertragen, indem gemeinsame Störparameter verwendet werden.

Der statistische Test einer gegebenen Signalhypothese, der zur Messung der interessierenden Parameter verwendet wird, wird mit einer Teststatistik durchgeführt, die auf dem Profil-Likelihood-Verhältnis52 basiert. Die Konfidenzintervalle der gemessenen Parameter und der p-Wert, die zum Testen der Kompatibilität der Ergebnisse und der Standardmodellvorhersagen verwendet werden, werden aus der Teststatistikverteilung erstellt, die mithilfe asymptotischer Formeln52 ermittelt wird.

Die Gesamtunsicherheit bei der Messung eines bestimmten Parameters von Interesse kann in verschiedene Komponenten zerlegt werden. Die statistische Unsicherheit wird aus einer Anpassung ermittelt, bei der alle extern eingeschränkten Störparameter auf ihre besten Anpassungswerte eingestellt sind. Die systematische Unsicherheit, deren Quadratwert als Differenz zwischen den Quadraten der Gesamtunsicherheit und der statistischen Unsicherheit ausgewertet wird, kann in Kategorien zerlegt werden, indem alle relevanten Teilmengen von Belästigungsparametern auf ihre am besten geeigneten Werte gesetzt werden.

Die Produktionsraten des Higgs-Bosons werden durch die zuvor beschriebene Wahrscheinlichkeitsanpassung an die beobachteten Signalausbeuten untersucht. Da der Produktionsquerschnitt σi und der Verzweigungsanteil Bf für einen bestimmten Produktionsprozess i und Zerfallsmodus f nicht ohne weitere Annahmen separat gemessen werden können, wird die beobachtete Signalausbeute für einen bestimmten Prozess in Form eines einzelnen Signalstärkemodifikators \( {\mu }_{if}=({\sigma }_{i}/{\sigma }_{i}^{{\rm{SM}}})({B}_{f}/{B} _{f}^{{\rm{SM}}})\), wobei das hochgestellte „SM“ die entsprechende Standardmodellvorhersage bezeichnet. Unter der Annahme, dass alle Produktions- und Zerfallsprozesse mit der gleichen globalen Signalstärke μ = μif skalieren, wird die inklusive Higgs-Boson-Produktionsrate im Verhältnis zur Standardmodellvorhersage als gemessen

Die gesamte Messunsicherheit wird in Komponenten für statistische Unsicherheiten, experimentelle systematische Unsicherheiten und theoretische Unsicherheiten sowohl bei der Signal- als auch bei der Hintergrundmodellierung zerlegt. Sowohl die experimentellen als auch die theoretischen Unsicherheiten sind fast um den Faktor zwei niedriger als im Ergebnis von Lauf 120. Die vorgestellte Messung ersetzt die vorherige ATLAS-Kombination mit einem Teildatensatz von Lauf 222 und verringert die neueste Gesamtmessunsicherheit um etwa 30 %.

Die Higgs-Boson-Produktion wird auch für jeden einzelnen Prozess untersucht. Im Gegensatz zu den Top-Quark-Zerfallsprodukten aus der \(t\bar{t}H\)-Produktion ist die Identifizierungseffizienz von b-Jets aus der \(b\bar{b}H\)-Produktion gering, was die \(b \bar{b}H\)-Prozess experimentell nicht von der ggF-Produktion zu unterscheiden. Die \(b\bar{b}H\)- und ggF-Prozesse werden daher in Gruppen zusammengefasst, wobei \(b\bar{b}H\) einen relativ kleinen Beitrag leistet: in der Größenordnung von 1 % zum gesamten \({ \rm{g}}{\rm{g}}{\rm{F}}+b\bar{b}H\) Produktion. In Fällen, in denen mehrere Prozesse kombiniert werden, geht die Kombination davon aus, dass die relativen Anteile der Komponenten denen des Standardmodells innerhalb entsprechender theoretischer Unsicherheiten entsprechen. Ergebnisse werden durch die Anpassung an die Daten erzielt, wobei der Querschnitt jedes Produktionsprozesses ein freier Parameter der Anpassung ist. Die Verzweigungsfraktionen des Higgs-Boson-Zerfalls werden innerhalb der zuvor angegebenen Unsicherheiten auf ihre Standardmodellwerte gesetzt44. Die Ergebnisse sind in Abb. 2a dargestellt.

a: Wirkungsquerschnitte für verschiedene Higgs-Boson-Produktionsprozesse werden unter der Annahme von Standardmodell-Werten (SM) für die Zerfallsverzweigungsanteile gemessen. b: Verzweigungsanteile für verschiedene Higgs-Boson-Zerfallsmodi werden unter der Annahme von SM-Werten für die Produktionsquerschnitte gemessen. Die unteren Felder zeigen die Verhältnisse der Messwerte zu ihren SM-Vorhersagen. Der vertikale Balken an jedem Punkt gibt das 68 %-Konfidenzintervall an. Der p-Wert für die Kompatibilität der Messung und der SM-Vorhersage beträgt 65 % für a und 56 % für b. Die Daten stammen aus ATLAS Run 2.

Alle Messergebnisse sind mit den Standardmodellvorhersagen kompatibel. Für die ggF- und VBF-Produktionsprozesse, die zuvor in den Daten von Lauf 1 beobachtet wurden, werden die Querschnitte mit einer Genauigkeit von 7 % bzw. 12 % gemessen. Folgende Produktionsprozesse werden nun ebenfalls beobachtet: WH mit einer beobachteten (erwarteten) Signalsignifikanz von 5,8 (5,1) Standardabweichungen (σ), ZH mit 5,0σ (5,5σ) und das kombinierte \(t\bar{t}H\ ) und tH-Produktionsprozesse mit 6,4σ (6,6σ), wobei die erwarteten Signalsignifikanten unter der Standardmodellhypothese erhalten werden. Die getrennten \(t\bar{t}H\)- und tH-Messungen führen zu einer beobachteten (erwarteten) Obergrenze der tH-Produktion vom 15 (7)-fachen der Standardmodellvorhersage bei einem Konfidenzniveau (CL) von 95 % mit a relativ großer negativer Korrelationskoeffizient von 56 % zwischen den beiden Messungen. Dies ist auf eine Kreuzkontamination zwischen den Prozessen \(t\bar{t}H\) und tH in der Menge der rekonstruierten Ereignisse zurückzuführen, die die höchste Empfindlichkeit für diese Produktionsprozesse bieten.

Verzweigungsanteile einzelner Higgs-Boson-Zerfallsmodi werden gemessen, indem die Wirkungsquerschnitte für Higgs-Boson-Produktionsprozesse auf ihre jeweiligen Standardmodellwerte eingestellt werden. Die Ergebnisse sind in Abb. 2b dargestellt. Die Verzweigungsanteile der γγ-, ZZ-, \({W}^{\pm }{W}^{\mp }\)- und τ+τ−-Zerfälle, die bereits in den Daten von Lauf 1 beobachtet wurden, werden mit a gemessen Präzision im Bereich von 10 % bis 12 %. Der \(b\bar{b}\)-Zerfallsmodus wird mit einer Signalsignifikanz von 7,0σ (erwartet 7,7σ) beobachtet, und die beobachteten (erwarteten) Signalsignifikanten für die Zerfälle H → μ+μ− und H → Zγ sind 2,0σ (1,7σ) bzw. 2,3σ (1,1σ).

Die Annahmen über die relativen Beiträge verschiedener Zerfalls- oder Produktionsprozesse in den oben genannten Messungen werden gelockert, indem das Produkt aus Produktionsquerschnitt und Verzweigungsanteil für verschiedene Kombinationen von Produktions- und Zerfallsprozessen direkt gemessen wird. Die entsprechenden Ergebnisse sind in Abb. 3 dargestellt. Die Messungen stimmen mit der Standardmodellvorhersage überein.

Der horizontale Balken an jedem Punkt gibt das 68 %-Konfidenzintervall an. Die schmalen grauen Bänder geben die theoretischen Unsicherheiten im Querschnitt des Standardmodells (SM) multipliziert mit den Verzweigungsbruchvorhersagen an. Der p-Wert für die Kompatibilität der Messung und der SM-Vorhersage beträgt 72 %. σi Bf wird auf die SM-Vorhersage normiert. Die Daten stammen aus ATLAS Run 2.

Um den Wert einer bestimmten Higgs-Boson-Kopplungsstärke zu bestimmen, ist eine gleichzeitige Anpassung vieler einzelner Produktionszeit-Verzweigungsanteilmessungen erforderlich. Die hier vorgestellte Kopplungsanpassung wird innerhalb des κ-Rahmens53 mit einer Reihe von Parametern κ durchgeführt, die die Higgs-Boson-Kopplungsstärken beeinflussen, ohne die kinematischen Verteilungen eines bestimmten Prozesses zu verändern.

In diesem Rahmen wird der Querschnitt multipliziert mit dem Verzweigungsanteil für eine einzelne Messung anhand der multiplikativen Kopplungsstärkemodifikatoren κ parametrisiert. Ein Kopplungsstärkemodifikator κp für einen Produktions- oder Zerfallsprozess über die Kopplung an ein gegebenes Teilchen p ist definiert als \({\kappa }_{p}^{2}={\sigma }_{p}/{\sigma } _{p}^{{\rm{SM}}}\) oder \({\kappa }_{p}^{2}={\varGamma }_{p}/{\varGamma }_{p}^ {{\rm{SM}}}\), wobei Γp die Breite des partiellen Zerfalls in ein Teilchenpaar p ist. Die Parametrisierung berücksichtigt, dass die gesamte Zerfallsbreite von allen in den vorliegenden Messungen enthaltenen Zerfallsmodi sowie von derzeit unentdeckten oder unsichtbaren, vom Standardmodell vorhergesagten direkten oder indirekten Zerfällen (z. B. zu Gluonen, leichten Quarks oder Neutrinos) abhängt. und die hypothetischen Zerfälle in nicht standardmäßige Modellteilchen. Die Zerfälle zu nicht standardmäßigen Modellpartikeln werden in Zerfälle zu unsichtbaren Partikeln und andere Zerfälle, die aufgrund großer Hintergründe unentdeckt bleiben würden, unterteilt. Die entsprechenden Verzweigungsbrüche für die beiden werden mit Binv bezeichnet. bzw. Bu.

Im Folgenden werden drei Klassen von Modellen mit zunehmend weniger Annahmen über Kopplungsstärkemodifikatoren betrachtet. Für die Kopplungsstärkemodifikatoren der Fermionen der ersten Generation werden Standardmodellwerte angenommen, und die Modifikatoren der Quarks der zweiten Generation werden auf die der dritten Generation gesetzt, außer wenn κc in der Anpassung frei schwebend bleibt. Aufgrund ihrer geringen Größe ist nicht zu erwarten, dass diese Kopplungen die Ergebnisse merklich beeinflussen. Die ggF-Produktion und die H → γγ- und H → Zγ-Zerfälle sind schleifeninduzierte Prozesse. Sie werden entweder als grundlegendere Kopplungsstärke-Skalenfaktoren ausgedrückt, die den Partikeln entsprechen, die zu den schleifeninduzierten Prozessen im Standardmodell beitragen, oder sie werden unter Verwendung der effektiven Kopplungsstärke-Modifikatoren κg, κγ bzw. κZγ behandelt. Das letztere Szenario berücksichtigt mögliche Schleifenbeiträge von Partikeln außerhalb des Standardmodells. Der kleine Beitrag des schleifeninduzierten gg → ZH-Prozesses wird immer durch die Kopplungen an die entsprechenden Standardmodellteilchen parametrisiert.

Das erste Modell testet einen Skalierungsfaktor für die Vektorbosonen, κV = κW = κZ, und einen zweiten, κF, der für alle Fermionen gilt. Im Allgemeinen gilt die Standardmodellvorhersage von κV = κF = 1 nicht für Erweiterungen des Standardmodells. Beispielsweise würden die Werte von κV und κF in Modellen, in denen das Higgs-Boson ein zusammengesetztes Teilchen ist, kleiner als 1 sein. Die effektiven Kopplungen, die den schleifeninduzierten Prozessen ggF, H → γγ und H → Zγ entsprechen, werden anhand der grundlegenden Standardmodellkopplungen parametrisiert. Es wird davon ausgegangen, dass es über das Standardmodell, also Binv hinaus, keine unsichtbaren oder unentdeckten Zerfälle des Higgs-Bosons gibt. = Bu. = 0. Da nur das relative Vorzeichen zwischen κV und κF physikalisch ist und ein negatives relatives Vorzeichen mit hoher Sicherheit20 ausgeschlossen wurde, werden κV ≥ 0 und κF ≥ 0 angenommen. Abbildung 4 zeigt die Ergebnisse einer kombinierten Anpassung in der (κV, κF)-Ebene. Die am besten angepassten Werte und ihre Unsicherheiten aus der kombinierten Anpassung betragen κV = 1,035 ± 0,031 und κF = 0,95 ± 0,05, kompatibel mit den Standardmodellvorhersagen. Zwischen den beiden Anpassungsparametern wird eine relativ große positive Korrelation von 39 % beobachtet, da einige der empfindlichsten Eingabemessungen den ggF-Produktionsprozess (d. h. über Kopplungen an Fermionen) mit anschließenden Zerfällen des Higgs-Bosons in Vektorbosonen betreffen.

Die Daten stammen aus einer kombinierten Anpassung unter der Annahme, dass keine Beiträge von unsichtbaren oder unentdeckten Nicht-Standard-Modell-Higgs-Boson-Zerfällen vorliegen. Der p-Wert für die Kompatibilität der kombinierten Messung und der Vorhersage des Standardmodells (SM) beträgt 14 %. Die Daten stammen aus ATLAS Run 2.

In der zweiten Modellklasse werden die Kopplungsstärkemodifikatoren für W, Z, t, b, c, τ und μ unabhängig voneinander behandelt. Alle Modifikatoren werden als positiv angenommen. Es wird davon ausgegangen, dass nur Standardmodellteilchen zu den schleifeninduzierten Prozessen beitragen und dass sich Modifikationen der Fermion- und Vektor-Boson-Kopplungen durch die Schleifenberechnungen ausbreiten. Unsichtbare oder unentdeckte Nicht-Standard-Modell-Higgs-Boson-Zerfälle werden nicht berücksichtigt. Diese Modelle ermöglichen das Testen der vorhergesagten Skalierung der Kopplungen des Higgs-Bosons an die Standardmodellteilchen als Funktion ihrer Masse unter Verwendung der reduzierten Kopplungsstärkemodifikatoren \(\sqrt{{\kappa }_{V}{g}_{ V}/2{\rm{vev}}}=\sqrt{{\kappa }_{V}}({m}_{V}/{\rm{vev}})\) für schwache Bosonen mit einer Masse mV und κFgF = κFmF/vev für Fermionen mit einer Masse mF, wobei gV und gF die entsprechenden absoluten Kopplungsstärken sind und „vev“ der Vakuumerwartungswert des Higgs-Feldes ist. Abbildung 5 zeigt die Ergebnisse für zwei Szenarien: eines mit einer durch κc = κt eingeschränkten Kopplung an c-Quarks, um der geringen Empfindlichkeit gegenüber dieser Kopplung gerecht zu werden; und der andere mit κc als freiem Parameter in der Anpassung. Es wurde festgestellt, dass alle gemessenen Kopplungsstärkemodifikatoren mit ihrer Standardmodellvorhersage kompatibel sind. Wenn der Kopplungsstärkemodifikator κc in der Anpassung nicht eingeschränkt wird, wird eine Obergrenze von κc < 5,7 (7,6) mal die Standardmodellvorhersage bei 95 % CL beobachtet (erwartet) und die Unsicherheit in jedem der anderen Parameter steigt aufgrund der Dies führt zu einer schwächeren Einschränkung der gesamten Abklingbreite. Dies verbessert den aktuell beobachteten (erwarteten) Grenzwert von κc < 8,5 (12,4) bei 95 % CL aus der Einzelmessung von \(H\to c\bar{c}\)-Zerfällen41 trotz der gelockerten Annahmen zu anderen Kopplungsstärkemodifikatoren durch Einschränkungen, die sich aus der Parametrisierung der gesamten Zerfallsbreite des Higgs-Bosons ergeben und sich auf alle Messungen auswirken.

Sie sind definiert als κFmF/vev für Fermionen (F = t, b, τ, μ) und \(\sqrt{{\kappa }_{V}}{m}_{V}/{\rm{vev}} \) für Vektorbosonen als Funktion ihrer Massen mF und mV. Dargestellt sind zwei Anpassungsszenarien mit κc = κt (farbige Kreismarkierungen) oder κc, das in der Anpassung frei schwebt (graue Kreuzmarkierungen). Es wird davon ausgegangen, dass schleifeninduzierte Prozesse die Struktur des Standardmodells (SM) haben, und Zerfälle des Higgs-Bosons in Nicht-SM-Teilchen sind nicht zulässig. Der vertikale Balken an jedem Punkt gibt das 68 %-Konfidenzintervall an. Die p-Werte für die Kompatibilität der kombinierten Messung und der SM-Vorhersage betragen für die jeweiligen Szenarien 56 % und 65 %. Das untere Feld zeigt die Werte der Kopplungsstärkemodifikatoren. Der graue Pfeil zeigt in Richtung des besten Anpassungswerts und der entsprechende graue Unsicherheitsbalken reicht über den unteren Bereich des Panels hinaus. Die Daten stammen aus ATLAS Run 2.

Die dritte Klasse von Modellen im κ-Gerüst folgt eng der vorherigen, lässt jedoch das Vorhandensein nicht standardmäßiger Modellpartikel in den schleifeninduzierten Prozessen zu. Diese Prozesse werden durch die effektiven Kopplungsstärkemodifikatoren κg, κγ und κZγ parametrisiert, anstatt Modifikationen der Standardmodell-Partikelkopplungen durch die Schleifenberechnungen zu verbreiten. Es wird auch angenommen, dass ein möglicher Effekt, der über das Standardmodell hinausgeht, die kinematischen Eigenschaften der Zerfallsprodukte des Higgs-Bosons nicht wesentlich beeinflusst. Die Anpassungsergebnisse gelten für das Szenario, in dem angenommen wird, dass unsichtbare oder unentdeckte Nicht-Standard-Modell-Higgs-Boson-Zerfälle nicht zur gesamten Higgs-Zerfallsbreite, d. h. Binv, beitragen. = Bu. = 0, sind in Abb. 6 zusammen mit den Ergebnissen für das Szenario dargestellt, das solche Zerfälle zulässt. Um entartete Lösungen zu vermeiden, schränkt letzteres Bu ein. ≥ 0 und erlegt die zusätzliche Einschränkung κV ≤ 1 auf, die natürlicherweise in verschiedenen physikalischen Szenarien jenseits des Standardmodells auftritt54,55. Alle gemessenen Kopplungsstärkemodifikatoren sind mit ihren Standardmodellvorhersagen kompatibel.

Die horizontalen Balken an jedem Punkt geben das 68 %-Konfidenzintervall an. Das Szenario, in dem Binv. = Bu. = 0 angenommen wird, wird als durchgezogene Linie mit Kreismarkierungen angezeigt. Der p-Wert für die Kompatibilität mit der Vorhersage des Standardmodells (SM) beträgt in diesem Fall 61 %. Das Szenario, in dem Binv. und Bu. dürfen zur gesamten Zerfallsbreite des Higgs-Bosons beitragen, wobei angenommen wird, dass κV ≤ 1 und Bu. ≥ 0 wird als gestrichelte Linie mit quadratischen Markierungen angezeigt. Das untere Feld zeigt die 95 % CL-Obergrenzen für Binv. und Bu.. Die Daten stammen von ATLAS Run 2.

Wenn unsichtbare oder unentdeckte Nicht-Standard-Modell-Higgs-Boson-Zerfälle zur gesamten Higgs-Boson-Zerfallsbreite beitragen, ändern sich die zuvor gemessenen Kopplungsstärkemodifikatoren nicht wesentlich und die Obergrenzen von Bu. < 0,12 (erwartet 0,21) und Binv. < 0,13 (erwartet 0,08) werden auf 95 % CL für die entsprechende Verzweigungsfraktion eingestellt. Letzteres verbessert das aktuell beste Limit von Binv. < 0,145 (erwartet 0,103) aus direkten ATLAS-Suchen42.

In allen getesteten Szenarien tragen die statistische und die systematische Unsicherheit nahezu gleichermaßen zur Gesamtunsicherheit in den meisten κ-Parametermessungen bei. Ausnahmen sind κμ, κZγ, κc und Bu. Messungen, bei denen die statistische Unsicherheit immer noch dominiert.

Kinematische Eigenschaften der Higgs-Boson-Produktion, die die interne Struktur ihrer Kopplungen untersuchen, werden im Rahmen vereinfachter Template-Querschnitte untersucht44,56,57,58. Das Framework unterteilt den Phasenraum der Standardmodell-Higgs-Boson-Produktionsprozesse in eine Reihe von Regionen, die durch die spezifischen kinematischen Eigenschaften des Higgs-Bosons und, sofern relevant, der zugehörigen Jets, W-Bosonen oder Z-Bosonen, definiert werden, wie in Methoden beschrieben. Die Regionen werden so definiert, dass sie eine experimentelle Empfindlichkeit gegenüber Abweichungen von den Standardmodellvorhersagen bieten, große theoretische Unsicherheiten in diesen Vorhersagen vermeiden und die Modellabhängigkeit ihrer Extrapolationen auf die experimentell zugänglichen Signalregionen minimieren. Die in jeder der eingeführten kinematischen Regionen gemessenen Signalquerschnitte werden mit denen verglichen, die unter der Annahme vorhergesagt wurden, dass die Verzweigungsanteile und kinematischen Eigenschaften des Higgs-Boson-Zerfalls durch das Standardmodell beschrieben werden.

Die Ergebnisse der gleichzeitigen Messung in 36 kinematischen Regionen sind in Abb. 7 dargestellt. Im Vergleich zu früheren Ergebnissen mit einem kleineren Datensatz22 wird eine viel größere Anzahl von Regionen untersucht, insbesondere bei hohen Transversalimpulsen des Higgs-Bosons, wo in vielen Fällen die Empfindlichkeit gegenüber Es wird erwartet, dass neue Phänomene, die über das Standardmodell hinausgehen, verstärkt werden. Alle Messungen stimmen mit den Standardmodellvorhersagen überein.

Der vertikale Balken an jedem Punkt gibt das 68 %-Konfidenzintervall an. Der p-Wert für die Kompatibilität der kombinierten Messung und der Vorhersage des Standardmodells (SM) beträgt 94 %. Kinematische Regionen werden für jeden Produktionsprozess separat definiert, basierend auf der Jet-Multiplizität, dem transversalen Impuls des Higgs \(({p}_{{\rm{T}}}^{H})\) und Vektorbosonen (\ ({p}_{{\rm{T}}}^{W}\) und \({p}_{{\rm{T}}}^{Z}\)) und die Zwei-Jet-invariante Masse (mjj). Die „VH-angereicherten“ und „VBF-angereicherten“ Regionen mit den jeweiligen Anforderungen von \({m}_{jj}\in [60,120)\,{\rm{GeV}}\) und \({m}_ {jj}\notin [60,120)\,{\rm{GeV}}\) werden in Signalereignissen von VH- bzw. VBF-Produktionen verstärkt. Die Daten stammen aus ATLAS Run 2.

Zusammenfassend lässt sich sagen, dass die Produktions- und Zerfallsraten des Higgs-Bosons mithilfe des Datensatzes gemessen wurden, der vom ATLAS-Experiment während Lauf 2 des LHC von 2015 bis 2018 gesammelt wurde. Die Messergebnisse stimmten hervorragend mit den Vorhersagen des Standardmodells überein . In verschiedenen Szenarien wurden die Kopplungen zu den drei schwersten Fermionen, dem Top-Quark, dem b-Quark und dem τ-Lepton, mit Unsicherheiten im Bereich von etwa 7 % bis 12 % gemessen und die Kopplungen zu den schwachen Bosonen (Z und W) gemessen mit Unsicherheiten von etwa 5 %. Darüber hinaus gibt es Hinweise auf sehr seltene Zerfälle des Higgs-Bosons in Fermionen der zweiten Generation sowie in ein Z-Boson und ein Photon. Abschließend wurde eine umfassende Untersuchung der Kinematik der Higgs-Boson-Produktion durchgeführt und es wurde festgestellt, dass die Ergebnisse auch mit Standardmodellvorhersagen kompatibel sind. In den zehn Jahren seit seiner Entdeckung wurde das Higgs-Boson zahlreichen experimentellen Tests unterzogen, die gezeigt haben, dass seine Natur bisher bemerkenswert gut mit den Vorhersagen des Standardmodells übereinstimmt. Einige seiner Schlüsseleigenschaften – etwa die Kopplung des Higgs-Bosons an sich selbst – müssen jedoch noch gemessen werden. Darüber hinaus wurden einige seiner seltenen Zerfallsmodi noch nicht beobachtet und es gibt reichlich Raum für die Entdeckung neuer Phänomene, die über das Standardmodell hinausgehen. In Zukunft werden an diesen Fronten erhebliche Fortschritte erwartet, da in den kommenden Jahren Detektor-Upgrades geplant sind, systematische Unsicherheiten voraussichtlich deutlich reduziert werden59 und die Größe des LHC-Datensatzes voraussichtlich um den Faktor 20 zunehmen wird.

Der ATLAS-Detektor12 besteht aus einem inneren Tracking-Detektor, der von einem dünnen supraleitenden Solenoid umgeben ist, elektromagnetischen und Hadronenkalorimetern sowie einem Myonenspektrometer mit drei großen supraleitenden Luftkern-Toroidmagneten.

ATLAS verwendet ein rechtshändiges Koordinatensystem mit seinem Ursprung am nominellen Interaktionspunkt in der Mitte des Detektors und der Z-Achse entlang des Strahlrohrs. Die x-Achse zeigt vom Wechselwirkungspunkt zur Mitte des LHC-Rings und die y-Achse zeigt nach oben. In der Transversalebene werden Zylinderkoordinaten (r, ϕ) verwendet, wobei ϕ der Azimutwinkel um die z-Achse ist. Die Pseudorapidität wird in Bezug auf den Polarwinkel θ als η = −ln(tan(θ/2)) definiert.

Das Innendetektorsystem (ID) ist in ein axiales 2-T-Magnetfeld eingetaucht und ermöglicht die Verfolgung geladener Teilchen im Bereich |η| < 2,5. Der hochgranulare Silizium-Pixeldetektor deckt den Scheitelpunktbereich ab und liefert typischerweise vier Messungen pro Spur, wobei der erste Treffer normalerweise in der einfügbaren B-Schicht (IBL) erfolgt, die vor Lauf 260,61 installiert wird. Es folgt der Silizium-Mikrostreifen-Tracker (SCT), der in der Regel acht Messungen pro Spur liefert. Ergänzt werden diese Siliziumdetektoren durch den Transition Radiation Tracker (TRT), der eine radial ausgedehnte Spurrekonstruktion bis zu |η| ermöglicht < 2,0. Das TRT liefert auch Informationen zur Elektronenidentifizierung basierend auf dem Anteil der Treffer (normalerweise insgesamt 30) über einem höheren Energiedepositionsschwellenwert, der der Übergangsstrahlung entspricht.

Das Kalorimetersystem deckt den Pseudorapiditätsbereich |η| ab < 4,9. Innerhalb der Region |η| < 3,2, elektromagnetische Kalorimetrie wird durch hochkörnige Blei/Flüssig-Argon (LAr)-Kalorimeter mit Zylinder und Endkappe bereitgestellt, wobei ein zusätzlicher dünner LAr-Vorabnehmer |η| abdeckt < 1,8 zur Korrektur des Energieverlusts im Material vor den Kalorimetern. Die Hadronenkalorimetrie wird durch das Stahl/Szintillatorkachel-Kalorimeter bereitgestellt, das innerhalb von |η| in drei Fassstrukturen segmentiert ist < 1,7 und zwei Kupfer/LAr-Hadron-Endkappenkalorimeter. Die Raumwinkelabdeckung wird durch Vorwärtskalorimetermodule aus Kupfer/LAr und Wolfram/LAr vervollständigt, die für Messungen elektromagnetischer bzw. hadronischer Energie optimiert sind.

Das Myonenspektrometer (MS) besteht aus separaten Trigger- und hochpräzisen Trackingkammern, die die Ablenkung von Myonen in einem Magnetfeld messen, das von den supraleitenden Luftkern-Toroidmagneten erzeugt wird. Das Feldintegral der Toroide liegt über den größten Teil des Detektors zwischen 2,0 und 6,0 ​​Tm. Drei Schichten von Präzisionskammern, die jeweils aus Schichten überwachter Driftrohre bestehen, decken den Bereich |η| ab < 2,7, ergänzt durch Kathodenstreifenkammern im vorderen Bereich, wo der Hintergrund am höchsten ist. Das Myon-Triggersystem deckt den Bereich |η| ab < 2,4 mit Widerstandsplattenkammern im Lauf und Dünnspaltkammern in den Endkappenbereichen.

Die Leistung der Scheitelpunkt- und Spurrekonstruktion im inneren Detektor, die Kalorimeterauflösung in elektromagnetischen und hadronischen Kalorimetern und die vom Myonenspektrometer bereitgestellte Myonenimpulsauflösung sind zuvor angegeben12.

Interessante Ereignisse werden durch das in benutzerdefinierter Hardware implementierte Triggersystem der ersten Ebene ausgewählt, gefolgt von der Auswahl durch in Software implementierte Algorithmen im High-Level-Trigger62. Der Trigger der ersten Ebene akzeptiert Ereignisse aus den 40-MHz-Bündelkreuzungen mit einer Rate unter 100 kHz, die der Trigger der hohen Ebene weiter reduziert, um Ereignisse mit etwa 1 kHz auf der Festplatte aufzuzeichnen.

Die Ergebnisse der in diesem Dokument vorgestellten Kombination werden aus einer Wahrscheinlichkeitsfunktion ermittelt, die als Produkt der Wahrscheinlichkeiten jeder Eingabemessung definiert ist. Die beobachtete Ausbeute in jeder Kategorie rekonstruierter Ereignisse folgt einer Poisson-Verteilung, deren Parameter die Summe der erwarteten Signal- und Hintergrundbeiträge ist. Die Anzahl der Signalereignisse in jeder Kategorie k wird in die verschiedenen Produktions- und Abklingmodi aufgeteilt:

wobei die durch i indizierte Summe entweder über die Produktionsprozesse (ggF, VBF, WH, ZH, \(t\bar{t}H\), tH) oder über die Menge der gemessenen Produktionskinematikbereiche läuft und die Summe indiziert wird von f läuft über die Zerfallsendzustände (ZZ, WW, γγ, Zγ, \(b\bar{b}\), \(c\bar{c}\), τ+τ−, μ+μ−). Die Größe \({ {\mathcal L} }_{k}\) ist die integrierte Leuchtkraft des in Kategorie k verwendeten Datensatzes und \({(A\epsilon )}_{if}^{k}\) ist der Akzeptanzzeit-Auswahleffizienzfaktor für den Produktionsprozess i und den Zerfallsmodus f in der Kategorie k. Akzeptanzen und Wirkungsgrade werden aus der Simulation ermittelt (korrigiert durch Kalibrierungsmessungen in Kontrolldaten für die Wirkungsgrade). Ihre Werte unterliegen aufgrund experimenteller und theoretischer systematischer Unsicherheiten Schwankungen. Die Querschnitte σi und die Verzweigungsanteile Bf sind die interessierenden Parameter des Modells. Abhängig vom getesteten Modell handelt es sich entweder um freie Parameter, die auf ihre Standardmodellvorhersage eingestellt sind oder als Funktionen anderer Parameter parametrisiert sind. Alle Querschnitte sind im Higgs-Boson-Schnelligkeitsbereich |yH| definiert < 2,5, was mit dem Polarwinkel des Impulses des Higgs-Bosons im Detektor zusammenhängt und ungefähr dem Bereich der experimentellen Empfindlichkeit entspricht.

Der Einfluss experimenteller und theoretischer systematischer Unsicherheiten auf die vorhergesagten Signal- und Hintergrundausbeuten wird durch in der Likelihood-Funktion enthaltene Störparameter berücksichtigt. Die vorhergesagten Signalausbeuten aus jedem Produktionsprozess, die Verzweigungsanteile und die Signalakzeptanz in jeder Analysekategorie werden durch theoretische Unsicherheiten beeinflusst. Die kombinierte Wahrscheinlichkeitsfunktion wird daher ausgedrückt als:

wobei nk,b, \({n}_{k,b}^{{\rm{signal}}}\) und \({n}_{k,b}^{{\rm{bkg}}} \) stehen für die Anzahl der beobachteten Ereignisse, die Anzahl der erwarteten Signalereignisse bzw. die Anzahl der erwarteten Hintergrundereignisse in Bin b der Analysekategorie k. Die interessierenden Parameter sind mit α gekennzeichnet, die Störungsparameter sind θ, P stellt die Poisson-Verteilung dar und G steht für Gaußsche Einschränkungsterme, die den Störungsparametern zugewiesen sind. Einige Belästigungsparameter sollen allein durch Daten bestimmt werden und haben keinen zugehörigen Einschränkungsbegriff. Dies ist beispielsweise bei Hintergrundnormalisierungsfaktoren der Fall, die in Kontrollkategorien angepasst werden. Die Auswirkungen von Störparametern, die sich auf die Normalisierung von Signalen und Hintergründen in einer bestimmten Kategorie auswirken, werden im Allgemeinen mithilfe des multiplikativen Ausdrucks implementiert:

Dabei ist n0 die nominale erwartete Signal- oder Hintergrundausbeute und σ der Wert der Unsicherheit. Dies stellt sicher, dass n(θ) > 0 auch für negative Werte von θ. Für die meisten störenden Parameter, einschließlich aller Parameter, die die Formen der Verteilungen beeinflussen, wird stattdessen ein linearer Ausdruck für jeden Abschnitt der Verteilungen verwendet:

Die systematischen Unsicherheiten werden in unabhängige zugrunde liegende Quellen zerlegt, sodass, wenn eine Quelle mehrere oder alle Analysen beeinflusst, der zugehörige Belästigungsparameter vollständig über die Begriffe hinweg in der diesen Analysen entsprechenden Wahrscheinlichkeit korreliert werden kann, indem gemeinsame Belästigungsparameter verwendet werden. Dies ist der Fall bei systematischen Unsicherheiten bei der Leuchtkraftmessung63, bei den Rekonstruktions- und Auswahleffizienzen64,65,66,67,68,69,70 und bei den Kalibrierungen der Energiemessungen71,72,73,74. Ihre Auswirkungen werden durch die Verwendung gemeinsamer Belästigungsparameter, sofern anwendbar, kohärent verbreitet. Nur wenige Komponenten der systematischen Unsicherheiten korrelieren zwischen den Analysen, die mit den vollständigen Daten von Lauf 2 durchgeführt wurden, und denen, die nur die Daten von 2015 und 2016 verwendeten, aufgrund von Unterschieden in ihrer Bewertung, in den Rekonstruktionsalgorithmen und in den Softwareversionen. Systematische Unsicherheiten im Zusammenhang mit der Modellierung von Hintergrundprozessen sowie Unsicherheiten aufgrund der begrenzten Anzahl simulierter Ereignisse, die zur Schätzung der erwarteten Signal- und Hintergrundausbeuten verwendet werden, werden als nicht korrelierend zwischen den Analysen behandelt.

Unsicherheiten in den Parton-Verteilungsfunktionen werden in allen Eingabemessungen und allen Analysekategorien kohärent umgesetzt75. Unsicherheiten bei der Modellierung des Partonenschauers in Partikelstrahlen wirken sich auf die Signalakzeptanz und -effizienz aus und treten bei allen Eingabemessungen innerhalb eines bestimmten Produktionsprozesses auf. Ebenso sind Unsicherheiten aufgrund fehlender Korrekturen der Quantenchromodynamik (QCD) höherer Ordnung bei einem bestimmten Produktionsprozess üblich. Ihre Implementierung in den kinematischen Regionen des vereinfachten Template-Querschnittsrahmens führt zu insgesamt 66 Unsicherheitsquellen, wobei Gesamtakzeptanzeffekte von Migrationen zwischen den verschiedenen Bins (z. B. zwischen Jet-Multiplizitätsregionen oder zwischen Dijet-invarianten Massenregionen) getrennt sind. 76. Sowohl die Akzeptanz- als auch die Signalausbeuteunsicherheiten wirken sich auf die Ergebnisse des Signalstärkemodifikators und des Kopplungsstärkemodifikators aus, die auf Vergleichen der gemessenen und erwarteten Ausbeuten beruhen. Nur Akzeptanzunsicherheiten wirken sich auf die Querschnitts- und Verzweigungsbruchergebnisse aus. Die Unsicherheiten in den Higgs-Boson-Verzweigungsanteilen aufgrund von Abhängigkeiten von Standardmodellparameterwerten (wie b- und c-Quark-Massen) und fehlenden Effekten höherer Ordnung werden mithilfe des zuvor beschriebenen Korrelationsmodells implementiert44.

Insgesamt sind in der kombinierten Wahrscheinlichkeit über 2.600 Quellen systematischer Unsicherheit enthalten. Für die meisten der vorgestellten Messungen wird erwartet, dass die systematische Unsicherheit ähnlich groß oder etwas kleiner ist als die entsprechende statistische Unsicherheit. Die systematischen Unsicherheiten dominieren für die Parameter, die am genauesten gemessen werden, nämlich die globale Signalstärke und die Produktionsquerschnitte für die ggF- und VBF-Prozesse. Die erwartete systematische Unsicherheit der globalen Signalstärkemessung (ca. 5 %) ist größer als die statistische Unsicherheit (3 %), mit ähnlichen Beiträgen von den theoretischen Unsicherheiten in der Signal- (4 %) und Hintergrundmodellierung (1,7 %) sowie von der experimentelle systematische Unsicherheit (3 %). Letzteres setzt sich überwiegend aus der Unsicherheit bei der Leuchtkraftmessung (1,7 %) zusammen, gefolgt von den Unsicherheiten bei der Elektronen-, Jet- und B-Jet-Rekonstruktion, der datengetriebenen Hintergrundmodellierung sowie aus der begrenzten Anzahl simulierter Ereignisse (ca. 1,7 %). % jede). Alle anderen Quellen experimenteller Unsicherheit tragen zusammen noch 1 % bei. Die systematische Unsicherheit im Produktionsquerschnitt des ggF-Prozesses wird dominiert von experimentellen Unsicherheiten (3,5 %), gefolgt von signaltheoretischen Unsicherheiten (3 %), verglichen mit einer statistischen Unsicherheit von 4 %. Für den VBF-Prozess, bei dem die statistische Unsicherheit 8 % beträgt, werden die experimentellen Unsicherheiten auf 5 % geschätzt, und die signaltheoretischen Unsicherheiten summieren sich auf 7 %. Auch bei den Messungen der Verzweigungsanteile in W-Paare und τ-Leptonenpaare dominieren systematische Unsicherheiten gegenüber den statistischen Unsicherheiten.

Für Messungen der interessierenden Parameter wird ein statistischer Test verwendet, der auf dem Profil-Likelihood-Verhältnis52 basiert:

Dabei sind α die interessierenden Parameter und θ die störenden Parameter. Die Notation \(\hat{\hat{{\boldsymbol{\theta }}}}({\boldsymbol{\alpha }})\) gibt an, dass die störenden Parameterwerte diejenigen sind, die die Wahrscheinlichkeit für gegebene Werte der Parameter maximieren von Interesse. Im Nenner werden sowohl die interessierenden als auch die störenden Parameter auf die Werte (\(\hat{{\boldsymbol{\alpha }}}\), \(\hat{{\boldsymbol{\theta }}} \)), die die Wahrscheinlichkeit bedingungslos maximieren. Die Schätzungen der Parameter α sind diese Werte \(\hat{{\boldsymbol{\alpha }}}\), die das Likelihood-Verhältnis maximieren.

Aufgrund der üblicherweise großen Anzahl ausgewählter Ereignisse in den Messungen werden alle in dieser Arbeit vorgestellten Ergebnisse im asymptotischen Regime erhalten, bei dem die Wahrscheinlichkeit näherungsweise einer Gaußschen Verteilung folgt. Es wurde in früheren Iterationen der einzelnen Eingabemessungen überprüft, z. B. Ref. 77, dass diese Annahme auch in Fällen mit geringen Ereigniszahlen gilt, indem die Ergebnisse der asymptotischen Formeln mit denen von Pseudoexperimenten verglichen werden. Dies bestätigte die Ergebnisse einer früheren Arbeit52, dass die Gaußsche Näherung bereits für ≳5 Hintergrundereignisse gültig wird. Im asymptotischen Regime folgt der doppelte negative Logarithmus der Profilwahrscheinlichkeit λ(α) = −2ln(Λ(α)) einer χ2-Verteilung mit einer Anzahl von Freiheitsgraden, die der Anzahl der interessierenden Parameter entspricht. Konfidenzintervalle für ein gegebenes Konfidenzniveau (CL), normalerweise 68 %, werden dann als die Regionen definiert, die \(\lambda ({\boldsymbol{\alpha }}) < {F}_{n}^{-1}( {\rm{C}}{\rm{L}})\) wobei \({F}_{n}^{-1}\) die Quantilfunktion der χ2-Verteilung mit n Freiheitsgraden ist, also \ ({F}_{1}^{-1}=1\,(4)\) für einen 1σ (2σ) CL mit einem Freiheitsgrad. Die Werte der Parameter α, die diesen Konfidenzintervallen entsprechen, werden durch Scannen der Profilwahrscheinlichkeit erhalten. Ebenso wird der p-Wert pSM = 1 − Fn(λ(αSM)) verwendet, um die Kompatibilität der Messung und der Standardmodellvorhersage zu testen. Die Korrelationen zwischen den Parametern werden durch Invertieren der Matrix der zweiten Ableitungen der Wahrscheinlichkeit geschätzt.

Die erwarteten Signifikanzen und Grenzen werden mithilfe der „Asimov“-Datensätze52 bestimmt, die erhalten werden, indem die beobachteten Erträge auf ihre erwarteten Werte gesetzt werden, wenn die Störungsparameter auf die Werte eingestellt werden, die die Wahrscheinlichkeit \(\hat{{\rm{\theta) maximieren }}}\).

Innerhalb des κ-Rahmens wird der Querschnitt für eine einzelne Messung parametrisiert als

Dabei ist Γf die Teilbreite für den Zerfall eines Higgs-Bosons in den Endzustand f und ΓH die Gesamtzerfallsbreite des Higgs-Bosons. Die Gesamtbreite ergibt sich aus der Summe der Teilbreiten aller enthaltenen Abklingmodi. Beiträge zur gesamten Zerfallsbreite des Higgs-Bosons aufgrund von Phänomenen außerhalb des Standardmodells können sich in einem von eins abweichenden Wert des Kopplungsstärkemodifikators κp oder einem Wert von Binv äußern. oder Bu. von Null abweichend. Die Gesamtbreite des Higgs-Bosons wird dann ausgedrückt als \({\varGamma }_{H}({\boldsymbol{\kappa }},{B}_{{\rm{inv.}}},{B}_{{ \rm{u.}}})={\kappa }_{H}^{2}({\boldsymbol{\kappa }},{B}_{{\rm{inv.}}},{B} _{{\rm{u.}}}){\varGamma }_{H}^{{\rm{SM}}}\) mit

Higgs-Boson-Produktionsquerschnitte und Teil- und Gesamtzerfallsbreiten werden anhand der Kopplungsstärkemodifikatoren parametrisiert, wie in Tabelle 9 von Ref. gezeigt. 22. In diesem Artikel wird eine verbesserte Parametrisierung einschließlich zusätzlicher untergeordneter Beiträge verwendet, um der erhöhten Präzision der Messungen gerecht zu werden.

Die Definitionen kinematischer Regionen für die Präzisionsstudie der Higgs-Boson-Produktion im Rahmen vereinfachter Template-Querschnitte44,56,57,58 basieren auf den vorhergesagten Eigenschaften von Partikeln, die in einem bestimmten Produktionsprozess erzeugt werden. Die Aufteilung folgt dem sogenannten Stage-1.2-Schema, das eine etwas feinere Granularität als das Stage-1.1-Schema57 aufweist und die Higgs-Boson-Querimpulskategorien für den \(t\bar{t}H\)-Produktionsprozess einführt. Higgs-Bosonen müssen mit der Geschwindigkeit |yH| erzeugt werden < 2,5. Zugehörige Teilchenstrahlen werden aus allen stabilen Teilchen mit einer Lebensdauer von mehr als 10 ps konstruiert, mit Ausnahme der Zerfallsprodukte des Higgs-Bosons und der Leptonen aus W- und Z-Boson-Zerfällen, unter Verwendung des Anti-kt-Algorithmus78 mit einem Strahlradiusparameter R = 0,4. und muss einen Querimpuls pT,jet > 30 GeV haben. Für die kinematischen Eigenschaften von Higgs-Boson-Zerfällen werden Standardmodellvorhersagen angenommen. Phänomene, die über das Standardmodell hinausgehen, können diese Eigenschaften und damit die Akzeptanz des Signals erheblich verändern, insbesondere für die Zerfallsmodi WW oder ZZ, und dies sollte bei der Verwendung dieser Messungen für die relevanten Interpretationen berücksichtigt werden.

Die Produktion von Higgs-Bosonen wird zunächst nach der Art des Ausgangszustands und der zugehörigen Teilchen klassifiziert, wobei letztere die Zerfallsprodukte von W- und Z-Bosonen einschließen, sofern diese vorhanden sind. Diese Klassen sind: \(t\bar{t}H\) und tH-Prozesse; qq′ → Hqq′-Prozesse, mit Beiträgen sowohl von VBF als auch von Quark-initiierter VH-Produktion (wobei V = W, Z) mit einem hadronischen Zerfall des Vektorbosons; pp → VH-Produktion mit einem leptonischen Zerfall des Vektorbosons (V(ℓℓ, ℓν)H), einschließlich gg → ZH → ℓℓH-Produktion; und schließlich der ggF-Prozess kombiniert mit der \(gg\to ZH\to q\bar{q}H\)-Produktion, um einen einzelnen gg → H-Prozess zu bilden. Der Beitrag des \(b\bar{b}H\)-Produktionsprozesses wird als 1 %44 Anstieg der gg → H-Ausbeute in jedem kinematischen Bereich berücksichtigt, da die Akzeptanzen für beide Prozesse für alle Eingabeanalysen ähnlich sind44 .

Die Eingabemessungen in einzelnen Zerfallsmodi liefern in einigen Regionen des Stage-1.2-Schemas nur eine begrenzte Empfindlichkeit für den Wirkungsquerschnitt, hauptsächlich aufgrund der geringen Anzahl von Ereignissen in einigen dieser Regionen. In anderen Fällen bieten sie nur eine Empfindlichkeit für eine Kombination dieser Regionen, was zu stark korrelierten Messungen führt. Um diese Effekte abzuschwächen, wurden einige der kinematischen Bereiche der Stufe 1.2 für die kombinierte Messung zusammengeführt.

Im Vergleich zu einzelnen Eingabemessungen wurden die mit den Signalvorhersagen verbundenen systematischen theoretischen Unsicherheiten für die Kombination aktualisiert, um der Granularität des Schemas der Stufe 1.2 genau zu folgen. Die QCD-Skalenunsicherheiten bei der ggF-Produktion wurden für alle Eingangskanäle aktualisiert, die auf diesen Produktionsprozess ansprechen. Von insgesamt 18 Unsicherheitsquellen berücksichtigen zwei allgemeine Effekte fester Ordnung und Resummationseffekte, zwei decken die Migrationen zwischen verschiedenen Jet-Multiplizitätsklassen ab, sieben sind mit der Modellierung des Higgs-Boson-Transversalimpulses verbunden (\({p}_{{ \rm{T}}}^{H}\)) in verschiedenen Phasenraumregionen berücksichtigen vier die Unsicherheit in der Verteilung der Variable der dijetinvarianten Masse (mjj), eine deckt die Modellierung des Higgs-Bosons ab, plus zwei führende Die transversale Impulsverteilung (\({p}_{{\rm{T}}}^{Hjj}\)) der Jets im ≥2-Jet-Bereich bezieht sich auf die Modellierung der Verteilung des Higgs-Bosons plus einer Jet-Transversalverteilung Impuls (\({p}_{{\rm{T}}}^{Hj}\)) geteilt durch \({p}_{{\rm{T}}}^{H}\) im Hoch -\({p}_{{\rm{T}}}^{H}\) Region, und schließlich berücksichtigt die letzte die Unsicherheit aus der Wahl des Top-Quark-Massenschemas. Theoretische Unsicherheiten für die Prozesse qq′ → Hqq′ und \(t\bar{t}H\) wurden zuvor definiert28, und diejenigen des kinematischen Bereichs V(ℓℓ, ℓν)H folgen dem in einer früheren Arbeit beschriebenen Schema76. Für die kinematischen Regionen, die durch die Zusammenführung mehrerer Regionen der Stufe 1.2 definiert werden, werden die Signalakzeptanzfaktoren unter der Annahme bestimmt, dass die relativen Anteile in jeder Region der Stufe 1.2 durch ihre Standardmodellwerte und die vom Standardmodell in diesen vorhergesagten Unsicherheiten gegeben sind Brüche werden berücksichtigt.

Die experimentellen Daten, die die Ergebnisse dieser Studie stützen, sind in HEPData unter der Kennung https://doi.org/10.17182/hepdata.130266 verfügbar.

Die ATLAS-Datenreduktionssoftware ist unter folgendem Link verfügbar: https://zenodo.org/record/4772550. Die statistische Modellierung und Analyse basiert auf der ROOT-Software und ihren eingebetteten RooFit- und RooStats-Modulen, verfügbar unter https://zenodo.org/record/3895852. Code zum Konfigurieren dieser Statistiktools und zum Verarbeiten ihrer Ausgabe ist auf Anfrage erhältlich.

Eine Korrektur zu diesem Artikel wurde veröffentlicht: https://doi.org/10.1038/s41586-022-05581-5

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Das Urheberrecht an diesem Artikel liegt zugunsten der ATLAS-Kollaboration beim CERN.

Alle Autoren haben zu der Veröffentlichung beigetragen und waren auf unterschiedliche Weise am Design und der Konstruktion der Detektoren, am Schreiben von Software, an der Kalibrierung von Subsystemen, am Betrieb der Detektoren und an der Datenerfassung sowie schließlich an der Analyse der verarbeiteten Daten beteiligt. Die Mitglieder der ATLAS-Kollaboration diskutierten und genehmigten die wissenschaftlichen Ergebnisse. Das Manuskript wurde von einer von der Kollaboration ernannten Untergruppe von Autoren erstellt und einem internen, kooperationsweiten Begutachtungsprozess unterzogen. Alle Autoren überprüften und genehmigten die endgültige Fassung des Manuskripts.

Die Autoren geben an, dass keine Interessenkonflikte bestehen.

Nature dankt Matt Kenzie, Zhen Liu und David Sperka für ihren Beitrag zum Peer-Review dieser Arbeit.

ist für dieses Papier unter https://doi.org/10.1038/s41586-022-04893-w verfügbar.

Anmerkung des Herausgebers Springer Nature bleibt hinsichtlich der Zuständigkeitsansprüche in veröffentlichten Karten und institutionellen Zugehörigkeiten neutral.

Open Access Dieser Artikel ist unter einer Creative Commons Attribution 4.0 International License lizenziert, die die Nutzung, Weitergabe, Anpassung, Verbreitung und Reproduktion in jedem Medium oder Format erlaubt, sofern Sie den/die ursprünglichen Autor(en) und die Quelle angemessen angeben. Geben Sie einen Link zur Creative Commons-Lizenz an und geben Sie an, ob Änderungen vorgenommen wurden. Die Bilder oder anderes Material Dritter in diesem Artikel sind in der Creative Commons-Lizenz des Artikels enthalten, sofern in der Quellenangabe für das Material nichts anderes angegeben ist. Wenn Material nicht in der Creative-Commons-Lizenz des Artikels enthalten ist und Ihre beabsichtigte Nutzung nicht durch gesetzliche Vorschriften zulässig ist oder über die zulässige Nutzung hinausgeht, müssen Sie die Genehmigung direkt vom Urheberrechtsinhaber einholen. Um eine Kopie dieser Lizenz anzuzeigen, besuchen Sie http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/.

Nachdrucke und Genehmigungen

Die ATLAS-Kollaboration. Eine detaillierte Karte der Higgs-Boson-Wechselwirkungen des ATLAS-Experiments zehn Jahre nach der Entdeckung. Natur 607, 52–59 (2022). https://doi.org/10.1038/s41586-022-04893-w

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Eingegangen: 21. März 2022

Angenommen: 23. Mai 2022

Veröffentlicht: 04. Juli 2022

Ausgabedatum: 07. Juli 2022

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

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Zeitschrift für Hochenergiephysik (2023)

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