Les couplages du boson de Higgs aux autres particules du MS sont déterminés par la théorie, ce qui permet le calcul des sections efficaces de production et des rapports d’embranchement. Le boson de Higgs couples directement à toutes les particules massives : son couplage aux fermions est linéaire en la masse des fermions, et son couplage aux bosons faibles est quadratique en la masse des bosons faibles. Des couplages indirectes aux bosons de masse nulle (photons et gluons) sont également possibles : à l’ordre le plus bas, ils proviennent de diagrammes de Feynman ayant une boucle intermédiaire avec une particule massive. En conséquence de ces règles de couplage, en général, les diagrammes qui contribuent de plus à la production ou à désintégration du boson de Higgs sont ceux impliquant les bosons faibles ou les fermions lourds.
1.6.1 Les principaux modes de production
Au LHC, les mécanismes de production dominants du boson de Higgs sont la fusion gluon-gluon (gg → h), la fusion de bosons vecteurs (qq → V∗V∗ → qqh), la production associée à vecteur bosons (q¯q → W h, Zh) et de la production associée avec paires de quarks top (gg, q¯q → t¯th). Les sections efficaces concernant les mécan- ismes de production en fonction de la masse du boson de Higgs sont présentées dans la Fig. (1.5) et les diagrammes de Feynman correspondants peuvent être vu dans la Fig. (1.4). Bien qu’il soit un processus induit par l’intermédiaire d’une boucle de quarks top, la fusion de gluons domine la production du boson de Higgs pour toute la gamme de masse du boson de Higgs (jusqu’à 1 TeV) en raison de la densité de gluons qui est beaucoup plus importante dans le proton que la densité des quarks au LHC. Les sections efficaces de production du boson de Higgs en fonction de sa masse au LHC sont présentées dans la Fig. (1.5). Cependant ce cannal souffre de grandes corrections de QCD au ordres plus élevés et des incertitudes concernant les fonctions de structure du gluon. Les corrections sont connues à jusqu’au next-
to-next-to-leading order (NNLO) [27, 28] et sont incluses dans la Fig. (1.5). Ces
corrections à ce processus augmentent la section totale de 50 − 100% et l’incertitude théorique est d’environ 10% [30]. Des corrections électrofaibles sont implémentées
[GeV] H M 80 100 120 140 160 180 200 H+X) [pb] → (pp σ -2 10 -1 10 1 10 2 10 = 8 TeV s LHC HIGGS XS WG 2012
H (NNLO+NNLL QCD + NLO EW) →
pp
qqH (NNLO QCD + NLO EW)
→
pp
WH (NNLO QCD + NLO EW) →
pp
ZH (NNLO QCD +NLO EW)
→
pp
ttH (NLO QCD) →
pp
Figure1.5 – Les différents modes de production du boson de Higgs du MS les plus importants avec les section efficaces correspondantes au LHC.
au NLO.
Le mécanisme de production avec la deuxième plus grande section efficace est la fusion des bosons vecteurs (Z, W±). Il passe par une paire de quarks rayonnant deux bosons W±/Z qui se combinent pour produire un boson de Higgs. La section efficace de production VBF est calculée avec une précision NNLO.
Les mécanismes de production restantes sont tous des processus de production associés (VH) avec une paire de quarks top ou un boson W±/Z, avec des sections efficaces plus faibles. Le Higgs est produit quand il est rayonné par un boson W ±/Z ou directement à partir d’une paire de quark t¯t. Ces productions ont été calculées avec des corrections QCD au NNLO et des corrections électrofaibles au NLO pour le premier cas et avec une précision NLO dans le dernier cas.
1.6.2 Les principaux modes de désintegration
La désintégration du boson de Higgs dépend fortement de sa masse. Dans la ré- gion de faible masse inférieure à 135 GeV les désintégrations aux fermions dominent, en particulier en b¯b et ττ. Aux masse plus élevées, au-dessus de 135 GeV, les dés- intégrations du boson de Higgs en W W et ZZ deviennent dominant. Les rapports d’embranchement des differents cannaux de désintegration du boson de Higgs en fonction de sa masse MH sont presentées dans le panneau gauche de la Fig. (1.6).
Pour des masses de Higgs inférieures à 140 GeV/c2, le canal de désintégration dominant du boson de Higgs est celui d’une paire de quarks b. Tout d’abord b¯b
[GeV] H M 90 200 300 400 1000 H ig g s B R + T o ta l U n c e rt [ % ] -4 10 -3 10 -2 10 -1 10 1 LHC HIGGS XS WG 2013 b b τ τ µ µ c c t t gg γ γ Zγ WW ZZ [GeV] H M 100 200 300 1000 [GeV] H Γ -2 10 -1 10 1 10 2 10 3 10 LHC HIGGS XS WG 2010 500
Figure1.6 – Les differents modes de désintégration du boson de Higgs du MS avec les rapports d’embranchement correspondants en fonction de MH. Largeur partielle
de désintégration du boson de Higgs en fonction de sa masse MH.
vient avec un rapport d’embranchement à partir de 80% à 90 GeV et va ensuite lentement avec l’augmentation de la masse du boson de Higgs où les désintégrations en W W et ZZ vont en augmentation. Pour des masses de Higgs supérieures à 140 GeV/c2, les désintègrations en bosons vecteurs sont dominantes. Après b¯b nous avons les désintégrations ττ inférieures d’environ de 1 ordre de grandeur. Enfin, dans la région de faible masse, nous avons les modes de désintégration γγ et Zγ qui sont introduites par une boucle de W W ou t¯t. En revanche, les désintègrations en paires de photons sont moins fréquentes car le couplage hγγ est interdit au premier ordre, mais sont particulièrement intéressantes du fait qu’elles reçoivent des rapports d’embranchement importantes pour un Higgs léger (mH . 150 GeV)
avec un signal assez clair (bonne résolution du calorimètre électromagnétique du détecteur ATLAS).
En plus du rapport d’embranchement, la largeur de désintégration du boson de Higgs varie considérablement avec sa masse MH. Pour une faible masse, la largeur
de désintégration est aussi bas que 10 MeV. Comme la masse augmente, la largeur augmente rapidement pour atteindre 1 GeV à MH = 200 GeV et 100 GeV pour
MH = 500 GeV. La largeur de désintégration du boson de Higgs en fonction de sa
masse MH est representée dans le panneau droit de la Fig. (1.6).