Robert Wagner
Technische Universität München

06. Juli 2000

Erzeugung und Nachweis von Higgs-Bosonen
- a short Higgs hunter's guide

1  Einführung: Higgs-Bosonen im Standard-Modell

Das Standardmodell wurde bisher durch Präzisionsmessungen bisher hervorragend bestätigt: Beispielsweise fand man eine ausgezeichnete Übereinstimmung der vorhergesagten und der im Experiment gemessenen Massen und Kopplungsstärken der intermediären Vektorbosonen W, Z).

Im SM werden WW durch Austausch von Eichbosonen vermittelt. Zur Beschreibung der vereinheitlichten elektroschwachen WW benötigt man somit neben dem Photon die massiven W- und Z-Bosonen, wie sie am CERN erstmals 1983 nachgewiesen wurden. Als problematisch erweist sich allerdings die ad-hoc-Einführung von massiven W und Z, da sie prinzipiell die Eichinvarianz, also das grundlegende Konzept des SM, verletzt.

Um Fermionmassen bzw. Massen von W und Z zu erklären wird der Mechanismus der spontanen Symmetriebrechung benötigt: Die GSW-Theorie erklärt einen Mechanismus, der die SU(2) × U(1)-Symmetrie der elektroschwachen WW bricht und Massen durch WW mit einem skalarem Feld erzeugt.

Motivation des Higgs-Feldes.   Definiere Masse als Eigenschaft, dass sich ein Teilchen mit gegebener Energie langsamer als mit der natürlichen Geschwindigkeit c bewegt: Irgendetwas hindert das Teilchen folglich daran, sich mit Lichtgeschwindigkeit fortzubewegen.

Diese Behinderung ist mit einer permanenten Wechselwirkung des Teilchens mit einem Hintergrundfeld vergleichbar, also mit einem auch im Vakuum-Grundzustand nicht verschwindenden Feld (vgl. Eindringtiefe im Supraleiter: Sitzt man im SL und weiss nichts vom Abschirmstrom auf Leiteroberfläche, muss man den Feldquanten, den Photonen, eine Masse zuordnen). Man nimmt an, dieses Hintergrundfeld tritt mit allen Teilchen in WW, was dazu führt, dass sie sich so bewegen, als hätten sie eine effektive Masse. Ignoriert man darüberhinaus das Hintergrundfeld (es ist ja ansonsten friedlich), ist es äquivalent, den Teilchen eine Masse proportional ihrer Kopplungsstärke an das Higgs-Feld zuzuordnen.

Higgs-Mechanismus.   Hier geht in Analogie zum eben Gesagten man von einem skalaren Hintergrundfeld aus, das im Grundzustand eine von Null verschiedene Amplitude, einen Vakuumerwartungswert áF₀ñ ¹ 0 hat. Einen von Null verschiedenen Vakuumerwartungswert erzielt man durch den Ansatz

Der Higgs-Mechanismus benötigt m² < 0, damit im Potential V ein Minimum für einen Vakuum-Erwartungswert F ¹ 0 erreicht wird. Kurz nach dem Urknall hatte das Potential V nur ein Minimum. Später kam es nach einiger Abkühlung zu einer spontanen Symmetriebrechung, nach der das Potential wie in Abbildung aussieht.

Im Grundzustand ist also áFñ₀ ¹ 0:

Im einfachsten Fall (SM) benötigt man hierzu ein Dublett

• Es erzeugt die Fermion-Massen durch Yukawa-Kopplung: Higgs-Boson koppelt an Fermionen µ m_Fermion.
• Die vier Higgs-Freiheitsgrade charakterisiert man durch [(x)\vec](x) und h(x). Die drei Freiheitsgrade [(x)\vec](x) beschreiben masselose Goldstone-Bosonen, die absorbiert werden und die longitudinalen Spinfreiheitsgrade der massiven Eichbosonen Z und W^± erzeugen; das Photon bleibt masselos. Ein verbleibender Freiheitsgrad h(x) bleibt übrig.

In dem hier betrachteten ,,Minimales Szenario'' ist das Higgsfeld gemeinsame Quelle der Massen. Das ist nichttrivial: Die Natur könnte komplizierter sein und verschiedene Felder dafür verwenden, die Fermionmassen einerseits und die Vektorboson-Massen andererseits zu generieren. Das Hätte ernsthafte Konsequenzen für laufende Experimente, insbesondere für das b-tagging, das wir weiter unten besprechen werden.

Das Higgs-Boson.   Eine direkte Konsequenz des übrigen Freiheitsgrads: Das Higgs-Feld muss sich durch Energiezufuhr auch anregen lassen, und somit erwartet man die Existenz eines physikalischen, neutralen skalaren Teilchens, des Higgs-Bosons.

• elementar? Anzahl? (SM/MSSM/NMSSM)
• zusammengesetzt? (technicolor)
• zu schwer, um beobachtet zu werden?

Tatsächlich ist die Beobachtung des Higgs-Bosons also notwendig zur Bestätigung des Standardmodells: Das SM darf als nicht vollständig getestet gelten, bevor nicht ein Higgs-Boson experimentell entdeckt und seine fundamentalen Eigenschaften untersucht worden sind.

Die GSW-Theorie sagt alle Eigenschaften des Higgs voraus bis auf seine Masse: Die Higgsmasse m_H = Ö2l ist im SM also ein freier Parameter wie beispielsweise die Elemente der CKM-Matrix.

Als einzige Informationsquellen bleiben:

1. Direkte Suche! Durch Untersuchungen am LEP bereits ausgeschlossen: m_H >~95.2  GeV auf 95% C. L.
2. Präzisionsmessungen (beispielsweise am LEP-Speicherring), um fits der freien Parameter des SM anzufertigen.

2  Ausschlussbereiche

Die Higgsmasse per se ist unbekannt, die Theorie gibt keine klaren Vorhersagen:

• Großer Massenbereich muß abgesucht werden.
• Selbst falls man ein Higgs findet, sollte der weitere offene Bereich abgesucht werden: Ansätze die über das SM hinausgehen benötigen weitere Higgs-Teilchen.
• Einschränkungen i. allg. nur durch Annahmen.

Minimale Higgsmasse.   Untere Grenze m_H ³ 10 GeV nur haltbar falls keine Fermionen O(m_W^±) Þ Effektiv keine untere Higgsmasse angebbar.

• Weitere Bedingung für Higgsmasse: Universum sollte sich im wahren Minimum des Higgs-Potentials befinden. Bedingung hängt ab von Top-Masse sowie von der Skala (L), bis zu der das SM gültig bleiben sollte (L\geqq1 TeV). Daraus erhält man:

  mH > 52 GeV+0.64(mt-175 GeV)

  Diese Einschränkung ist schwächer als die, die man durch direkte (Nicht-)Beobachtung als Ausschlussgrenze findet!

• Diese Grenze wächst monoton mit der Skala. Für L = 10¹⁹ GeV hat man:

  mH > 135 GeV+1.9(mt-175 GeV)-680(as(mZ)-0.117)

• Diese Einschränkung könnte zu eng sein. Genaugenommen darf man nur fordern, dass das vorhergesagte Alter des Universums, falls es sich nicht im Minimum des Higgspotentials befindet, grösser ist als das beobachtete.

  Für L = 1 TeV ergibt sich so keine sinnvolle Einschränkung, für L = 10¹⁹ GeV:

  mH > 130 GeV+2.3(mt-175 GeV)-815(as(mZ)-0.117)

Maximale Higgsmasse.  

• Falls Higgsmasse groß: Selbstkopplung sowie Kopplung an Eichbosonen wird groß. Man fordert, dass diese Kopplungsstärken schwach genug bleiben, damit Störungstheorie weiter anwendbar bleibt: Theoretische Berechnungen ergeben m_H <~770 GeV wenn man fordert, dass Higgsmasse und -Kopplungsstärke auf allen Skalen endlich bleiben.

• Schleifenkorrekturen: Beiträge von Prozessen mit internen Higgslinien würden durch Abweichungen von den Ergebnissen auffallen, die man mittels Störungstheorie ermittelt hat. So ergibt sich eine obere Grenze.

• Andere Möglichkeit: Nehme an, dass Gravitation stark wird auf 1 TeV Skalen.

Breite » Masse: Ab hier macht es keinen Sinn mehr macht, von einem ,,Teilchen'' zu sprechen, eher von einem theoretischen Parameter.

Breite G_H µ m_H³ für m_H > 2m_Z, also G_H(m_H = 1 TeV) = 500 GeV.

• LMR: G_H < 10  MeV
• HMR: G_H steigt an; ab m_H >~500 GeV ist Breite in Grössenordnung der Masse: Nicht mehr sinnvoll, von einem Teilchen zu sprechen (Abb. ).

3  Higgs-Masse aus elektroschwachen Präzisionsmessungen

Aus der Theorie kommen keine klaren Vorhersagen der Higgsmasse. Viele Messgrößen hängen im SM über Korrekturen höherer Ordnung - also durch Schleifendiagramme - von der Higgs-Masse m_H ab: Die Masse des Higgs-Bosons lässt sich so durch indirekte Präzissionsmessungen (am LEP, SLC, Fermilab; sog. ,,electroweak fits'', schön zusammengefasst in, Abschn. 3.4) eingrenzen.

Diese Abhängigkeiten sind zwar nur logarithmisch, aber voneinander unabhängige elektroschwache Hochpräzisionsmessungen von beispielsweise m_t (Schleifen mit t-Beteiligung µ m_t² logarithmisch von Higgs-Masse abhängig), sin²q_W sowie m_Z, m_W genau genug, um der Higgsmasse relativ enge Beschränkungen aufzuerlegen. Größte Korrekturen von a.

Wie? Unter der Voraussetzung, dass SM in seiner minimalen Form gültig ist, globaler fit der Theorie an alle experimentellen Messgrössen, in die die Higgs-Masse eingeht. Methode hatte bereits bei indirekter Bestimmung der Top-Masse vor dessen Entdeckung Erfolg.

Tabelle: SM-fits an elektroschwache Präzisionsmessungen, ohne bzw. mit m_t- und m_W-Messergebnissen:

Abbildung [,,] zeigt den besten Schätzwert im Minimum der Dc²-Kurve, der 1s-Fehler liegt an der Stelle Dc²=1. Aus der Kurve liest man ab: m_H > 215 GeV bei 95% C. L., ohne Berücksichtigung des experimentellen Ausschlussbereichs.

Mit genauerem a(m_Z²):

4  Erweiterungen des Standard-Modells (MSSM)

SUSY als Lösung? Die simpelste Realisierung einer supersymmetrischen Erweiterung stellt das MSSM (Minimale symmetrische Erweiterung) dar: Solche Erweiterungen des SM, z. B. können kompliziertere Spektra von Higgs-Teilchen aufweisen.

Einfachste Erweiterung des SM: Jedes Fermion und Boson erhält ein supersymmetrisches Partner-Teilchen, also erhalten wir auch 2 Higgs-Dubletts

deren neutrale Komponenten Vakuum-Erwartungswerte v₁ und v₂ haben und die beide zu den W- und Z-Massen beitragen: Somit erwarten wir auch 5 physikalische Higgsteilchen:

Die Bosonen h und H sind eine Mischung aus f_u und f_d, die über den Mischungswinkel a zusammenhängen []. Unabhängig sind insgesamt 2 Parameter, die somit zur Beschreibung des MSSM-Higgs-Sektors genügen: Man wählt für gewöhnlich m_A sowie den Erwartungswert des Verhältnisses beider Higgs-Felder v₂/v₁ º tanb (1 <~tanb <~m_t/m_b).

Im einfachsten SUSY-Modell ist die Masse des leichtesten Higgs abhängig von m_t, dem Verhältnis der jetzt zwei Vakuumerwartungswerte v₂/v₁ º tanb und den Massen anderer SUSY-Teilchen. Für m_t = 174 GeV ergibt sich m_h <~103 GeV für große tanb. Die Grenze ist kleiner für kleinere tanb.

(Abhängigkeiten durch Strahlungskorrekturen: m_H = m_H(m_t), g_H = g_H(m_t) ® s, BR. Die Korrekturen sind µ m_t⁴ lnm_[t\tilde])

Kopplungen von H, h und A an Fermionen hängen von v₂/v₁ ab und werden im Vergleich zu den SM-Kopplungen entweder verstärkt oder unterdrückt:

Das MSSM gibt verschiedene Relationen der Teilchenmassen vor: m_h < m_Z, m_A < m_H, m_W^± < m_H^±, sowie ein oberes Limit für die Masse m_h(m_A,tanb) » 130 GeV für m_t = 174.3±5.1 GeV.

Wenn m_H und m_A ansteigen, nähert sich m_h der unteren Massengrenze und seine Eigenschaften werden denen des SM-Higgs immer ähnlicher. In diesem entkoppelten Grenzfall würde die Entdeckung eines einzigen Higgs-Bosons mit SM-Kopplungen das MSSM nicht ausschließen! Findet sich kein Higgs unter 130 GeV würde das allergings gegen MSSM sprechen. In komplizierteren supersymmetrischen Modellen gibt es immer ein Higgsboson mit einer Masse kleiner als 160 GeV.

5  Kopplungen und Zerfälle von Higgs-Bosonen

Im SM sind alle Eigenschaften des Higgs-Bosons bis auf seine Masse bekannt: Also auch Zerfallsbreite, Verzweigungsverhältnisse und Produktionsquerschitte durch Stärke der Yukawa-Kopplungen an Fermionen und Vektorbosonen gegeben.

5.1  Kopplungen des Higgs-Bosons an Fermionen und Vektorbosonen

(60,60)	(60,60)
gf = [(g mf)/( 2mW±)]	gW = g mW± W=W±, Z

Das Higgs-Boson koppelt an Quarks und Leptonen der Masse m_f mit der Stärke gm_f/2M_W []. Wichtige Konsequenz: Nur Kopplungen an die schwersten möglichen Fermionen werden von Bedeutung sein!

Die Kopplungen an W- und Z-Bosonen sind von g (=Kopplungskonstante der SU(2)-Eichtheorie) abhängig.

Auf Baumdiagramm-Ebene kommen keine ggH-, ggH-Vertizes vor, solche Kopplungen erhält man nur mit Fermion-/W-Schleifen.

5.2  Zerfallsbreiten für Zerfälle in Fermionen und Vektorbosonen

Mit den Kopplungsstärken berechnen wir für Experimente relevante Zerfälle. Wir betrachten zunächst folgende Higgs-Vertizes:

H®f [`f]

Das letzte Gleichheitszeichen in (1) berücksichtigt 4 Spin-Endzustände sowie einen Spin-Anfangszustand. Für m_H >> m_f dürfen wir f[`f] durch m_H ersetzen:

(multipliziere mit 3/2, um korrekten Ausdruck zu erhalten)

Wichtig: Die ,,naiv'' angenommene Zerfallsbreite G µ am_H ist modifiziert mit Faktor ([(m_f)/( m_W^±)])²: H zerfällt hauptsächlich in schwerste kinematisch zugängliche Fermionen, die mit Energieerhaltung möglich sind!

Für m_H » 2 m_f: Benutze Phasenraumfaktor um Näherung zu modifizieren.

H®WW

(multipliziere mit 3/2, um auch Z mitzunehmen; Phasenraumfaktor nötig, falls m_H » 2 m_W)

größer als naive Breite G µ am_H um Faktor ([(m_H)/( m_W^±)])²

Wichtig: G_H wächst schnell mit m_H³, in TeV: G_H » ¹/₂M_H³

5.3  Zerfälle von Standard-Modell Higgs-Boson

Abbildung zeigt Verzweigungsverhältnisse für Higgs-Zerfall in gg, t⁺t^-, b [`b], t [`t], ç, Z⁰Z⁰ und WW als Funktion der Higgs-Masse. Falls m_H < 2m_Z bzw. 2m_W^± ist der angegebene Wert die Rate für einen Zerfall in Z⁰Z^0* bzw. WW^*. ç-Rate stark abhängig von schlecht bestimmter Masse des charm-Quarks. Hierbei wurden alle ausschlaggebenden Korrekturen höherer Ordnung berücksichtigt.

• H koppelt kaum an stabile Materie: Kopplung an schwere Quarks, W, und Z entscheidend. Daher Erzeugung oftmals von kleinen Raten und einem sehr kleinen Signal-Untergrund Verhältnis gekennzeichnet.

• Erzeugung großer Mengen von Z's möglich, HZ-Kopplung ununterdrückt Þ Diese Reaktion wurde am LEP benutzt, um große Massenbereiche für H auszuschließen.

Unterscheidung der dominierenden Zerfallsmodi: low mass range für m_H <~130 GeV und high mass range für m_H >~130 GeV:

Low mass range.   Einige Kanäle, hauptsächlich:

High mass range:  

• Unter Paarproduktions-Schwelle ein reelles, ein virtuelles Boson

• jenseits der Schwelle: s(HWW)/s(HZ⁰Z⁰) = 2/1

• t [`t]-Kanal ändert sich nicht dramatisch, da G<sub>Ht [`t]</sub> µ m_H,        G_HWW µ m_H³

5.4  Higgs-Produktion und -Zerfall: MSSM Higgs-Bosonen

Wir hatten gesehen, dass die zwei Parameter m_A, tanb zur Beschreibung des MSSM-Higgs-Sektors ausreichen, alle anderen Massen und Winkel sind aus ihnen auf Tree-Level bestimmbar.

• diese Beziehungen unterliegen Strahlungskorrekturen µ m_t⁴ lnm_[q\tilde]

• Kopplungen hängen stark ab von den Winkeln a, b:

  f	gfu[`u]	gfd[`d]	gfVV
  h	cosa/sinb	-sina/cosb	sin(a-b)
  H	sina/sinb	cosa/cosb	cos(b-a)
  A	1/tanb	tanb	0

• Falls m_A groß: Kopplungen des h entsprechen im Wesentlichen denen des SM-H, in diesem Fall werden H, H^± und A entartet sein.

• In diesem entkoppelten Grenzfall ist die Unterscheidung zwischen SM und MSSM schwierig!

6  Higgs-Suche: Laufende Experimente

6.1  LEP

LEP1.   Bis 1995 wurden Elektronen und Positronen bei einer der Z-Masse entsprechenden Schwerpunktsenergie zur Kollision gebracht: Dabei wurden in den 4 messenden Detektoren jeweils etwa 5 Millionen Z-Zerfälle aufgezeichnet. Hieraus besprochene Präzissionsmessungen der elektroschwachen und starken WW, nicht aber der Higgs-Masse.

LEP2-Phase.   Schwerpunktsenergie wurde von 1995 an von ca. 90 GeV sukzessive erhöht bis auf derzeit 202 GeV. Hauptziel war mit die Entdeckung des Higgs.

Bei einem Ring mit Radius R geht die Synchrotronstrahlung wie g⁴/R², d. h. größere Ringe sind kaum realisierbar. Bei 100 GeV Strahlenergie verliert ein Elektron immerhin 36 GeV pro Umdrehung! Die Strahlenergie wurde deshalb am LEP sukzessive durch Einbau supraleitender Elemente gesteigert (maximale Luminosität: 10³² cm^-1 s^-1):

Schwerpunktsenergie Ös > 2m_W^±-Schwelle: Z jetzt on-shell, Suche gemäß Z®ZH®Hf [`f]

Hohe Luminosität und große Rate der am LEP erzeugten Z's erzeugt brauchbare Raten dieses Prozesses. Man hoffte, dieser Prozess würde es erlauben, Sowohl SM-Higgs-Bosonen mit m_H > 90 GeV als auch die MSSM-Bosonen m_h,m_A > 80 GeV, m_H^± > 70 GeV zu entdecken.

6.1.1  Suche nach SM-Higgs: Higgs-Boson-Produktion bei LEP

Wichtigster Produktionsprozess am LEP2: ,,Bjorken''- oder Bremsstrahlungs-Prozess (Higgs-Strahlungsprozess). Hierbei wird in e⁺e^--Kollision ein virtuelles Z^* erzeugt, das nach Emission eines H reell wird.

Ein anderer Produktionskanal wäre die ZZ/WW-Fusionsprozesse mit e⁺e^-/n[`(n)] im Ausgangskanal. Hier wird das Higgs in Kollision zweier quasi-reeller W oder Z Bosonen erzeugt, die von Elektron-/Positronstrahlen abgestrahlt werden:

Der WWH-Fusionsprozess ist bei LEP2 von untergeordneter Bedeutung, da er nur kleine Querschnitte erzielt. Dominant wird er erst für Ös >> m_H+m_Z.

Abbildung zeigt Higgs-Produktionsquerschnitte für Fusion bzw. Higgsstrahlung bei Ös = 188.6 GeV. Der Abfall des Produktionsquerschnitts für Higgsstrahlung bei 95 GeV/c² lässt sich dadurch erklären, dass ab einer gewissen Higgs-Masse das Z nicht mehr on-shell erzeugt werden kann.

Zerfall des Higgs-Bosons: Identifikation im Bjorken-Prozess.   Im Energiebereich Ös = 85...100 GeV ist Zerfall H®t [`t], Z⁰Z⁰,WW nicht gegeben Þ Zerfall in Fermionen.

Da die Kopplungsstärke des Higgs an Fermionen Hf [`f] µ m<sub>f</sub> beim Bjorken-Prozess, zerfällt es bevorzugt in schwerste kinematisch erlaubte Teilchen, bei 100 GeV also zu etwa 83% in b [`b], zu etwa 8% in t⁺t^-. Experimente berücksichtigen sowohl H®b [`b] als auch H®t⁺t^-:

LEP2 ist sensitiv auf b [`b], t<sup>+</sup>t<sup>-</sup>-Kanäle (93%). Das Z zerfällt mit genau bekannten Verzweigungsverhältnissen von 3.36% in je e<sup>+</sup>e<sup>-</sup>, m<sup>+</sup>m<sup>-</sup>, t<sup>+</sup>t<sup>-</sup>, zu 20.1% in nicht nachweisbare Neutrinos n[`(n)] (fehlende Energie!) sowie zu 69.9% in Hadronen. Durch Kombination der Zerfallsmöglichkeiten erhält man eine Vielzahl von möglichen Endzuständen!

Der vom SM vorhergesagte Produktionsquerschnitt ist leider viel kleiner als der totale e⁺e^--Wirkungsquerschnitt für die Hadronerzeugung: Experimentelle Herausforderung besteht darin, Untergrund so gut wie möglich zu unterdrücken und den verbleibenden Rest so gut zu verstehen, dass ein auftretender Überschuss sicher als Higgs-Produktion interpretiert werden kann.

6.1.2  Experimentelle Techniken

Die vier Detektoren am LEP als Allzweckdetektoren konzipiert, um möglichst alle bei e⁺e^--Kollisionen erzeugten Teilchen nachzuweisen.

Die Experimente suchen dabei nach allen Higgs-Zerfallsmöglichkeiten:

• da on-shell Z-Erzeugung niedrigste Ordnung elektroschwacher Wechselwirkung akzeptabler Wirkungsquerschnitt, obwohl nicht mehr auf Z-Resonanz wie bei LEP1
• Hauptsächlicher Zerfall: H®b [`b] benötigt effiziente Methoden des b-Quark-Identifikation:
• Untergrund relativ gering bis auf e<sup>+</sup>e<sup>-</sup>®Z<sup>0</sup>Z<sup>0</sup>®b [`b]Z falls m_H » m_Z

b-tagging   (=Identifikation der b-Quarks) unverzichtbar für effektive Higgs-Suche, da so Untergrund leichter Quarks ausgeschlossen werden kann.

Besonders häufiger Zerfall H®b [`b]: Entstehende B-Hadronen haben relativ lange Lebensdauer von etwa 1.5 ps im Gegensatz zu leichten Hadronen Û Flugstrecke einiger Millimeter! Präzise Mikrovertexdetektoren (Ortsauflösung: 10mm) können entscheiden, ob B-Hadron mit von 0 verschiedener Flugstrecke am Kollisionspunkt entstanden ist oder nicht.

Nachweiseffizienz und Reinheit der b-Quark-Identifikation in letzten Jahren entscheidend verbessert, u. a. mit Hilfe neuronaler Netze.

Paare von Bottom-Quarks mit Nachweiseffizienz von 60 % nachweisbar, Charm- und leichere Paare um Faktor 100 unterdrückt.

Untergrundunterdrückung.   Hauptsächlicher Untergrund aus SM bei etwa Ös = 200  GeV:

• 98 pb für e⁺e^-®q [`q]
• 16 pb für e<sup>+</sup>e<sup>-</sup>®WW
• 0.62 pb für e<sup>+</sup>e<sup>-</sup>®Z<sup>0</sup>Z<sup>0</sup>, stellt in seinem Ausgangskanal ®b [`b]X irreduziblen BG für Higgs » 90..95 GeV dar.

Das entspricht etwa 20000 Ereignissen pro Jahr gegenüber den erwarteten 50 Higgs-Bosonen bei einer angenommenen Masse von 100 GeV.

Problem: Herausfischen von positiven Ereignissen bzw. sicheres Ausschließen von Higgs-Ereignissen und Angabe zuverlässiger unterer Schranken.

Ereignisauswahl schwierig, da es Ereignisse gibt, die dem Higgs-Signal sehr ähnlich sehen, da sie

• denselben Endzustand produzieren (irreduzibler Untergrund)
• oder aufgrund experimenteller Auflösung mit Signalereignissen verwechselt werden können (reduzibler Untergrund)

Große Teile des Untergrunds sind (leicht) bereinigbar; schwierig: Z®b [`b],t⁺t^- bei m_H » m_Z

Am störendsten ist ZZ-Paarproduktion e⁺e^-®Z⁰Z⁰, da das Z etwa zu 15% in b [`b] zerfällt, und so von einem Higgs etwa gleicher Masse kaum unterscheidbar ist.

Kombination der Signale verschieder Zerfallskanäle und Experimente.   Einfache Addition der beobachteten Ereignisse und Vergleich mit ebenfalls addierten Untergrund verschenkt Information, da Überschuss in Kanal höherer Reinheit grössere Signifikanz als in Kanal geringerer Reinheit Þ Statistisch korrekte Behandlung steigert Empfindlichkeit.

6.1.3  Zerfälle: 4 verschiedene Enzustände (Topologien)

Übersicht.   Das ZH-Paar aus dem Higgs-Strahlungsprozess führt je nach Endzustand zu verschiedenen Topologien:

• 4 jets: b [`b]q [`q] 60%
• jets+fehlende Energie: b [`b]n[`(n)] 18%
• jets+Leptonpaar: (e⁺e^-/ m⁺m^-), b [`b]e<sup>+</sup>e<sup>-</sup>, b [`b]m⁺m^- 6.6%
• jets+Tau pairs: b [`b]t<sup>+</sup>t<sup>-</sup>, t<sup>+</sup>t<sup>-</sup>q [`q] 3.5/5.6%, schwierigste Topologie

In allen bis auf den letzten Zerfallsmodus sucht man mittels b-tagging nach dem Higgs-Teilchen. Daher: b-tagging essentielles Tool!

4 Jets.   Das Higgs zerfällt in ein b [`b]-Paar, das Z in ein paar von Quarks: H®b [`b], Z®q [`q], zumeist vorkommender Endzustand mit BR=64.6%

Aber auch Unterdrückung am schwierigsten:

• 4-Jet-Ereignisse durch viele andere Reaktionen, z. B. 4-Jet-WW-Ereignisse. Wichtiges Hilfsmittel: b-tagging der beiden Jets, die dem Higgs zugeschrieben werden
• b [`b]-Ereignis unter Abstrahlung eines g (®jets)

Auswahleffizienz: 40%

Missing Energy Topology:   Z zerfällt in nicht nachweisbare Neutrinos, das Higgs-Teilchen demzufolge in zwei Jets, die sich in einer gemeinsamen Ebene befinden: H®b [`b], Z®n[`(n)], BR=18%, AE=40%. Fehlende Energie ermöglicht Abtrennung vom reduziblen Untergrund.

Den Untergrund bilden Ereignisse, deren fehlender Impuls von Teilchen stammt, welche der Detektor eigentlich hätte nachweisen können. Man fordert deswegen, dass der fehlende Impuls parallel zum Strahl klein sein muss, sowie dass dieser nicht in insensitive Bereiche des Detektors zeigen darf. Weiterer Untergrund kommt beispielsweise von b [`b]+2g-Ereignissen (Die Photonen entkommen). Letzterem kann man durch Betrachten der Transversalimpuls-Kinematik entgegensteuern.

Leptonischer Kanal:   Z® l[`(l)], l = e, m, BR=6.6%, AE=75%

Fast kein Untergrund, Z gut rekonstruierbar.

• nur ZZ-Ereignisse problematisch
• Sensitiv auf H®b [`b], t⁺t^-

Tau-Paar-Ereignisse:   Entweder das Z oder das Higgs-Boson zerfallen in ein Tau-Paar. H®b [`b] & Z®t<sup>+</sup>t<sup>-</sup> oder H®t<sup>+</sup>t<sup>-</sup> & Z®q [`q] (kein b-Tagging möglich!), BR=9.1%, AE < 30%

Tau-Identifizierung schwierig: anderes geladenes Teilchen oft als Zerfall des Tau interpretiert.

6.1.4  Ergebnisse

Aufgrund der fundamentalen Bedeutung des Higgs-Bosons für SM wurden die Nachweismethoden ständig verfeinert. Gleichzeitig wurde die Strahlenergie zwischen 1995 und 2000 von 161 bis auf 202 GeV Schwerpunktsenergie angehoben.

Allerdings immer noch keine Hinweise auf Higgs-Produktionen: Kandidaten-Ereignisse sowohl von ihrer Art als auch von ihrer Häufigkeit verträglich mit der Annahme, dass es Untergrundereignisse sind.

Aus gemessenen Energien und Impulsen der Kandidaten-Ereignisse lässt sich zugehörige hypothetische Higgs-Masse rekonstruieren:

Kleine Abweichung bei OPAL bei Z-Masse: Wahrscheinlichkeit CL_s = 0.05 dass Higgs unentdeckt (CL = 1-CL_s).

Detektoren Allzweckdetektoren, ähnlicher Aufbau Þ Unterschiede hauptsächlich aus Statistik. Kleiner Aleph-Wert: Indiz für H, aber wahrscheinlicher: ALEPH nicht über ZZ-Endzustands-Schwelle

Limits. LEP at 189 GeV, Ende 1998.  

Angegeben werden kann also die Wahrscheinlichkeit, ob es sich um Higgs-Ereignisse handelt oder nicht

Da im SM berechneter Higgs-Produktionswirkungsquerschnitt genau bekannt, erlauben Nullbeobachtungen eine untere Massengrenze auf einem bestimmten Vertrauensniveau anzugeben. Vorläufige erwartete und beobachtete Ausschlussgrenze:

	erwartete Grenze	beobachtet
ALEPH	95.7	90.2
DELPHI	94.8	95.2
L3	94.5	95.5
OPAL	95.2	94.0

¬ lower mass limits bei 95% C. L. (vorläufig)

Die Experimente am LEP erlauben eine große Massenregion für das Higgs auszuschließen: Mit obigen Daten von Ende 1998 Higgs m_H < 95.2 GeV auf 95% C. L. ausschließbar. Neue, kürzlich erstmal vorgestellte Analysen geben sogar 108 GeV an.

Auch m_H = 0 kann ausgeschlossen werden: Selbst ein masseloses Higgs-Teilchen würde Impuls fortragen, der sich in der Kinematik bzw. im Endzustand des Prozesses Z^*®f [`f] bemerkbar machen würde.

Ende von LEP in 2000: alle Experimente Lumi 200pb^-1, Ös = 200 GeV. Abbildung gibt sehr optimistisches Entdeckungs-, und Ausschließungspotential:

6.1.5  Suche nach MSSM-Higgsbosonen

Suche nach leichten CP = +1 Higgs-Bosonen h sowie nach leichtem pseudoskalarem A.  

Experimente am LEP können Massenregionen für das neutrale Higgs ausschliessen. Benutzte Prozesse sind

(Bei LEP2 ist das ausgetauschte Z virtuell, das Z im Endzustand dagegen reell)

Das h würde also analog zum SM-Higgs-Boson im Bremsstrahlungsprozess entstehen, der Wirkungsquerschnitt der hZ⁰Z⁰-Kopplung ist allerdings gegenüber dem SM-Wirkungsquerschnitt um Faktor sin²(b-a) unterdrückt.

(Bei LEP1 ist das ausgetauschte Z virtuell)

Beim Z®hA-Prozess hat man eine Unterdrückung um cos²(b-a): Prozess also komplementär zur Bremsstrahlung!

• LEP1. Kein Signal: Da für A-Massen m_A <~m_Z/2 die Summe beider Wirkungsquerschnitte immer groß ist, kann die Massenregion m_H » m_A >~45 GeV ausgeschlossen werden.

• LEP2.

  • Prozesse wie oben
  • h und A sollten hauptsächlich in b [`b]-Paare zerfallen, weswegen man nur nach Prozessen hA®b [`b]b [`b] und hA®b [`b]t⁺t^- sucht.
  • Nutzt man wie oben die Komplementarität beider Prozesse Þm_h < 80...90 GeV, so kann man mit den bei LEP2 zur Verfügung stehenden Schwerpunktsenergien und Luminositäten den Bereich m_h < 90.5 GeV für tanb = 0.7...1.5 ausschliessen. m_H = 90...130 GeV: Zukünftige Collider!
  • Massengrenzen schwach von Massen anderer SUSY-Partikel und tanb.
  • Bisher kein Signal, momentan m_h,m_A > 88.4 GeV

Geladene Higgs.   Suche nach den geladenen Higgs-Teilchen H^±: Higgs-Paarerzeugung in e⁺e^-Vernichtung. Suche durch angenommene BR nach nt, c[`s] sowie c[`b]. Ausgeschlossen durch LEP bis 54.5 GeV.

Das geladene Higgs sollte auch im Top-Zerfall t®H⁺b auftreten. Suche danach bei CDF schließt aus m_H⁺ < 147 GeV für tanb > 100, wo BR(H⁺®tn) groß und bei tanb < 1, wo BR(t®H⁺b) groß. Zwischenregion erforschbar sobald Anzahl von erzeugten Tops ansteigt.

6.2  Tevatron (FNAL)

Am Tevatron stehen Ös = 1.8 TeV bei einer Luminosität von L = 10³¹ cm^-2s^-1 zur Verfügung (Dezember 1996,), zukünftig: Ös = 2 TeV, L = 10^32..33 cm^-2s^-1.

Falls das Higgs zu schwer sein sollte, um am LEP/LEP2 erzeugt werden zu können, besteht die Möglichkeit, dass dies am Tevatron (Run III/TeV33) mittels Prozessen p [`p]® HWX und p [`p]® HZX machbar ist. Falls auch das misslingt, wird man auf LHC-Experimente warten müssen. Falls die Higgsmasse grösser als 2m_Z, wird es wahrscheinlich entdeckt durch seinen Zerfall in ZZ (und weiter in Leptonen).

Herausfordernd ist die Region zwischen dem LEP-Limit und 2m_Z. An ihrem oberen Rand erwartet man einen Zerfall in ZZ^* (und weiter in geladene Leptonen).

Zerfallsrate des Higgs in den ZZ-Kanal fällt mit kleiner werdender Higgs-Masse schnell ab und wird klein für m_H <~140 GeV. Für kleinere Massen wird man H®gg und womöglich H®b [`b] verwenden müssen. Für den gg-Kanal ergibt sich eine kleine BR und ein großer Untergrund, für den b [`b]-Kanal eine große BR, aber ein noch grösserer Untergrund sowie ein schwierig zu rekonstruierender Endzustand.

Hauptsächlicher Hintergrund:  

Die jeweiligen Wirkungsquerschitte sind von derselben Größe wie die für den q [`q]®WH-Prozess: Gute Auflösung der invarianten b [`b]-Masse nötig!

Suchen nach MSSM-Higgsteilchen:   Hier scheint als einzig sinnvoll zu untersuchender Prozess Wh-Strahlung mit nachfolgendem Zerfall h®b [`b] zu sein. q [`q]®Ah hat zu kleinen Wirkungsquerschnitt (wie q [`q]®ZH).

• der Wh-Wirkungsquerschnitt ist um einen Faktor sin²(b-a) unterdrückt im Vergleich zum SM-Higgs.
• ausser: m_h maximal für einen gegebenen Wert von tanb sodass sin²(b-a) = 1Þ  m_h ist dann fast SM-H-ähnlich.

7  Erzegung von Higgs-Teilchen am LHC

Aufgaben des LHC in Bezug auf den Higgs-Sektor:

• Tests der Spontanen Symmetriebrechung der elektroschwachen Theorie
• Beobachtung der Higgs-Kopplungen an bekannte Fermionen und Vektorbosonen:
  Htt Hbb Htt     sowie     HWW HZZ Hgg

• im SM erwartet man für m_H > 200 GeV, dass nur HWW/HZZ beobachtbar sein werden (und durch SU(2) verbunden)
• Man erhält ein grösseres Zerfallsspektrum des Higgs gegenüber dem zwischen LEP2 und der ZZ-Schwelle liegenden Bereich 110 GeV <~m_H <~2m_Z
• Zur Erinnerung: Elektroschwache Präzisionsmessungen ergeben: m_H < 250 GeV, MSSM sagt leichtestes Higgs m_h\leqslant130 GeV voraus. Beides sollte spätestens mit LHC gesehen werden.

7.1  Standard-Modell Higgs-Boson

Hauptsächliche Produktionsmechanismen:

• Gluon-Fusion gg®H
• WW/Z⁰Z⁰-Fusion VV®H
• W/Z-Produktion mit Higgs-Abstrahlung: q [`q]®V®V+H
• t [`t]-Produktion mit Higgs-Abstrahlung: q [`q],gg®t [`t]®t [`t]+H

Gluon-Fusion ist der dominante Prozess (s = O(10pb)) auf der gesamten durch das SM vorgegebenen Higgs-Massenskala, die WW/ZZ-Fusion (s = O(pb)) wird mit zunehmender Higgs-Masse einflussreicher. Die beiden Strahlungsprozesse sind nur bei leichten Massen von Bedeutung (s eine Größenordnung kleiner).

gg-Fusion.   In interessierender Massenregion 100 GeV < m_H < 200 GeV (bzw. bis hinauf zu 1 TeV) dominiert Gluon-Fusions-Prozess, der hier in niedrigster Ordnung dargestellt ist:

WW/Z⁰Z⁰-Fusion.   Hier muss unter Umständen der Einfluss weiterer Diagramme berücksichtigt werden, die irreduziblen Untergrund zur WW/ZZ-Fusion beitragen können. Mit

Wenn wir davon ausgehen, dass die Higgs-Masse sehr gross ist (mH®¥), wird der erste Term in M sehr klein werden, d. h. M » f(s,mW±2). Da nun aber f µ s und f nicht von mH abhängt, wird M µ s steigen und man selbst dann WW/ZZ-Beiträge erhalten, falls mH®¥.

Zerfallskanäle.   Wirkungsquerschnitte bei pp-Collidern, insbesondere am LHC, versprechen Produktion einer moderaten Anzahl von Higgs-Teilchen: Bei einer angestrebten Luminosität von 10³³...10³⁴cm^-2 s^-1 und einem Wirkungsquerschnitt von s = 1pb erhält man 10⁴...10⁵ events/Jahr.

Experimentell schwierig ist die riesige Anzahl an Untergrund-Ereignissen. Diesem Problem möchte man sich entweder durch triggern auf die leptonsichen Zerfallskanäle der W's, Z's und t's in den Strahlungsprozessen stellen, oder aber durch Ausnutzen der Resonanzstrukturen, die die Higgs-Zerfälle H®gg bzw. H®Z⁰Z⁰®4l^± aufweisen. Während Tevatron dies in der Region 110 GeV...120 GeV tun soll, wird LHC die gesamte SM-Higgs-Massenregion bis 700 GeV abdecken.

Erwartete Signale - high mass m_H >~130 GeV.  

• ,,gold plated events'' H®ZZ^(*)® 4l^± (l = e,m) für m_H >~130 GeV. Hier erhält man einige Dutzend Events bei 100pb^-1, Signal/Untergrund=1:1...6:1, schmaler Peak invarianter H-Masse in 4l. Irreduzibler Untergrund: p [`p]®ZZ<sup>(*)</sup>,Zg<sup>(*)</sup>, reduzibler Untergrund: t [`t]®WWb [`b],Zb [`b]. Diese ,,gold plated events'' für Suche nach m_H < O(700 GeV) bei òL = 100pb^-1

• gg®H®WW^*®l[`(n)][`l]n für m_H >~130 GeV: breite Erhöhung des Events einer 4l-Massenverteilung, S/B=1/4...1/1, gut um 170 GeV

• H®t [`t] überflutet von gg®t [`t]:

Für m_H > 700 GeV Suchstrategien komplizierter...

Erwartete Signale - low mass m_H <~130 GeV.  

Hier ist das Verzweigungsverhältnis BR(H®ZZ^(*)) zu klein; Prozesse H®b [`b] sind unbrauchbar wegen großem QCD-jet-Untergrund.

gg®H®gg für m_H <~150 GeV: Als schmaler Peak (gute Statistik!) invarianter H-Masse (gg) mit allerdings nicht unerheblichem 2g-Untergrund

Þ seltenen gg-Zerfallskanal verwenden: BR = O(10^-3), d. h. bei òL = 100fb^-1 hat man O(10³) Events/Jahr, aber einen beträchtlichen Untergrund:

• jets faking photons benötigen einen rejection factor > 10⁸ um auf einen Beitrag vergleichbar dem von q [`q],gg®gg gebracht zu werden
• bei sehr guter Ortsauflösung, stringent isolation criteria und einer ausgezeichneten elmgn Energieauflösung wäre ein schmaler gg-Peak nachweisbar (L = 10<sup>-34</sup> benötigt!)
• Für òL = 100fb<sup>-1</sup> gibt ATLAS eine Empfindlichkeit auf Massenbereich 110  GeV < m<sub>H</sub>140 GeV an, bei 5x höherer Lumi wären Bereich bis m<sub>H</sub> = 80 GeV denkbar.
• CMS (gutes elmgn Kalorimeter) gibt eine Abdeckung des Bereichs 85  GeV < m<sub>H</sub>150 GeV bei òL = 100fb<sup>-1</sup> an.
• Complementary production channels p [`p]®WH bzw. t [`t]H®ggln: Untergrund viel kleiner, da ein zusätzl. Lepton benötigt wird. s aber auch sehr klein Þ Prozesse auch schwierig!

  p [`p]®WH und p [`p]®t [`t]H vielversprechend falls gutes micro-vertexing und b-tagging

7.2  MSSM Higgs-Bosonen am LHC

Situation schwieriger:

• Erzeugungsmechanismen dieselben wie im SM
• b-Quark Beiträge stark verstärkt für große tanb im gg®H-Prozess, man braucht also faktisch nur diese Prozesse mitzunehmen,
• Für tanb >> 1: q [`q]®b [`b]+A/ H wird zum dominanten Erzeugungs-Prozess für A/H: Wirkungsquerschnitte wie im SM, resp. Mischungswinkel/Unterdrückung/Verstärkungsfaktoren

Zusammenfassung der versch. Signale:  

• Das leichteste Higgs-Boson ist immer leicher als 130 GeV, m_h < m_Z: Damit wird das ZZ-Signal unbrauchbar

• WWh (b [`b]h) unterdrückt (verstärkt) ®gg Branching ratio kleiner Þ Sache erschwert

  m_H nahe seines Maximums: SM-like situation mit m_H » 80...130 GeV

• A hat keine tree-level Kopplung an Vektorbosonen, die von H sind stark unterdrückt: Somit kann das gold plate ZZ-Signal nicht genutzt werden. Zusätzlich ist das Verzweigungsverhältnis für A,H®gg BR unterdrückt.

  Þ A,H®t⁺t^--Kanal muss für grosse tanb verwendet werden, der allerdings für SM Higgs hoffnungslos ist.

  für kleine tanb unter t [`t]-Schwelle:

  H®hh®b [`b]b [`b] sowie A®hZ®Zb [`b] haben große BR, mit b-tagging

  Alle diese Kanäle unter der Annahme, dass Zerfälle in andere SUSY-Teilchen kinematisch verboten. Diese Annahme ist aber eher unwahrscheinlich, da wenigstens Zerfälle der schweren A, H, H^± in charginos oder neutralinos möglich sein müssten. Damit ist die Entdeckung dieser Higgs-Bosonen noch schwieriger. Sind die leichtesten Neutralinos leichter als m_h/2, wird es so gut wie unmöglich sein, das leichteste sowie alle weiteren Higgs-Teilchen am LHC zu finden.

8  Produktion mit e⁺e^--Collidern

8.1  Standard-Modell Higgs-Boson

e⁺e^--Collider mit Schwerpunktsenergien bei 500 GeV:

1. Bremsstrahlung e⁺e^-®(Z)®Z+H
2. WW-Fusion e⁺e^-®n[`(n)](WW)®n[`(n)]+H
3. ZZ-Fusion e⁺e^-®e⁺e^-(Z⁰Z⁰)®e⁺e^-+H
4. radiation off tops e⁺e^-®(g,Z)®t [`t]+H

zu 1.   geht mit s = 1/s ®: Dominant bei kleinen Energien

zu 2.   s = log(s/m_H²) bei hohen Energien.

Bei 500  GeV haben beide Prozesse einen ungefähr gleich großen Produktions-Querschnitt in der Region 100 GeV <~m_H <~200 GeV.

Mit òL » 50 fb^-1: » 2000events/year, sollte für Entdeckung und einige Untersuchungen ausreichen

zu 3.+4.   viel kleinere Produktionsquerschnitte, aber sinnvoll für Untersuchung der Higgs-Eigenschaften.

Weitere Bemerkungen zu 1.)   Z monoenergetisch: Z®m⁺m^- eindeutig nachweisbar.

• m_H aus Z und e⁺e^--Energien bestimmbar
• genaue Kenntnis der Schwerpunkts-Energie - Verschmierung vermeiden!

Kleine Higgsmasse ( < 130: e⁺e^-®Z⁰Z⁰ liefert grössten Untegrund: s groß. Reduzierbar:

• Vorwärts- und Rückwärtsrichtung raus
• b [`b]-Endzustände identifizieren (Higgs zerfällt fast ausschließlich so, BR(Z®b [`b]) nur » 15%.)
• Single-Z (e⁺e^-®Zq [`q]) klein, reduziert durch flavor tagging

Regionen in denen H®WW^* dominant: Haupts. Untergrund e⁺e^-®WWW durch 2 Potenzen elektroschwacher Kopplung kleiner.

Weitere Bemerkungen zu 2.)   WW Fusion: Komplementär!

8.2  MSSM Higgs-Bosonen an E+E-Collidern

Simulationen: wenige fb^-1 Þ 5s Signal für Higgs <~140 GeV in einem 500- GeV-Collider

9  Untersuchung von Eigenschaften des Higgs-Bosons

9.1  An e⁺e^--Collidern

• Higgsstrahlungs-Prozess: Z-Zerfall in ,,sichtbare'' Teilchen: Hier wird man eine Massenauflösung mit kinematischen Einschränkungen nahe 5 GeV erreichen können; Präzissionsmessungen ±200 GeV mit òL = 10 fb^-1, falls man sehr saubere Teilchenstrahlen hat.
• Massen kleiner 250 GeV: Higgs sehr schmal, Breite nicht experimentell auflösbar: Nur bei höheren Massen in m⁺m^--Collidern direkt messbar.
• Winkelverteilung des Z/H im Higgsstrahlungsprozess sensitiv auf Spin 0 des Higgs: Bei hohen Energien Z longitudinal polarisiert, sin² q-Verteilung charakterisiert dann Produktion eines Spin 0 Teilchens
• Fermion Massen durch Higgs-Mechanismus: Higgskopplungen waren ja µ Teilchenmassen. Diese Fundamentale Aussage ist zu testen:

  • Kopplung an ZZ/WW direkt bestimmbar aus Produktionsquerschnitt im Bremsstrahlungs-/Fusions-Prozess
  • im e⁺e^-®Hm⁺m^--Prozess: totaler WQS mit Genauigkeit < 10% bei Lumi 50pb^-1.
  • Higgs-Kopplung an leichte Fermionen schwieriger, ausser m_H < 140 GeV. BR in b [`b], t⁺t^-, ç+gg messbar mit Genauigkeit » 5,10,40 % bei m_H = 110 GeV

9.2  Am LHC

LMR.   H schmaler Peak im gg invarianten Massenspektrum. ATLAS/CMS: Auflösung » 1  GeV: gute Messungen falls durch 2g Zerfall entdeckt

HMR.   Masse größer 250 GeV: Briete grösser als expt. 4l^±-Auflösung: Direkt messbar.

HWW/HZZ Kopplungen messbar, da H®t [`t] Verzweigungsverhältnis eher klein (Proportionalitäten!)

4l^± Rate µ s(gg®H)·BR(H®Z⁰Z⁰) ÞG(H®gg)

10  Zusammenfassung

10.1  LHC

SM Higgs-Bosonen bis O(1 TeV) entdeckbar.

• m_H ³ 130 GeV: Einfach durch H®4l^±-Kanal
• m_H £ 130 GeV: schwierig: spezieller Detektor, hohe Lumi, um H®gg zu isolieren

SUSY Higgs schwieriger, vor allem falls die Kinematik Zerfälle in andere SUSY-Teilchen erlaubt Þ In gewissen Massenregionen Wahrscheinlichkeit, dass gar kein Higgs gefunden wird.

10.2  e⁺e^--Collider

• bei 500 GeV ideale Maschinen für m_H <~250 GeV
• SM-Higgs-Boson: verschiedene Kanäle in reiner Umgebung: Studium der Eigenschaften
• MSSM: mindestens h sollte gefunden werden, H, A falls m_H,m_A < E_CM. Auch hier würde man von der reinen Umgebung in einem e⁺e^--Collider profitieren
• Selbst bei einem Fund am LHC sollten e⁺e^--Collider weitere wichtige Informationen liefern.