Higgs → μτ in abeliane e non abeliane modelli di simmetria di sapore
Higgs → μτ in abeliane e non abeliane modelli di simmetria di sapore
Si noti che l'accoppiamento chirale 
domina il decadimento h → μτin questo modello. Il rapporto di diramazione dipende solo dal parametro β (leggermente m Ha causa delle scalari miscelazione angolo α , vedi Fig. 1 ), ma mostriamo come una funzione di cos (β-α)in Fig. 3 , perché questa quantità è direttamente correlata agli attacchi di Higgs a bosoni vettori. Vediamo che piuttosto grandi valori | c β - alfa | ≃0.4( | β | ≃0.2) Sono tenuti a descrivere l'eccesso CMS. A causa dei pochi parametri liberi nel nostro modello di sapore, questo ha conseguenze dirette per altre tariffe LFV. Per prima cosa, il tasso di LFV h → eτdovrebbe essere vicino alla h → μτ tasso,Una sensibilità per h → eτordine di simile come h → μτsembra fattibile a LHC [8] , anche se l'analisi ha dedicato finora eseguite solo in μτ canale. La previsione di cui sopra sarà dunque servirà come discriminante più importante tra i modelli una volta che questo canale è stato sondato. Il tasso h → eμè soppresso da 
e quindi unobservably piccolo rispetto agli altri due canali LFV. I tassi di sapore che Conserva h → μμ, ττ sono ridotti in questo modello, ma solo leggermente (rispetto alla spiegazione abeliano dell'eccesso CMS in Sec. 3 ). L' h → ττtasso sta comodamente nel 1 σ regione CMS [48] :0.78 ± 0.27(Rispetto al SM), come mostrato in Fig. 3 .
sono riportati in un ciclo comecon Yukawa accoppiamento matrice Y sdi scalari s e la funzione di anello F dato in Eq. (A.1) Rif. [8] . Le equazioni corrispondenti per μ → eγpuò essere ottenuto per ovvie sostituzioni. Si noti che queste espressioni complicate dipendono solo β , m Ae M (o equivalentemente, m H) Parametri liberi.Fig. 4 . Abbiamo anche tracciare i relativi rapporti di ramificazione, BR (h → μτ)e BR (μ → eγ), Contro l'altro in Fig. 5 e Fig. 6 . Il MEG bound è così forte che proibisce risoluzione del CMS per eccesso positivo cos (β-α)(Negativo β ); Una cancellazione tra i contributi scalari per μ → eγsi verifica però per negativo cos (β-α)(Positivo β ) per m H ≃300-
, Aprendo spazio parametrico in CMS '1 σ regione per c β - alfa -≃ 0.4.
vincolata dal decadimento LFV μ → eγ. Mentre non ovvio in alcun modo, y e μsvanisce anche nel limite c β - alfa → 0.
Con i fuori dalla diagonale μτ
accoppiamenti di ha nostra disposizione, siamo in grado di determinare i valori dei parametri necessari per spiegare l'eccesso di CMS (Eq. ( 1.3 )), come
equazione 2.41
domina il decadimento h → μτin questo modello. Il rapporto di diramazione dipende solo dal parametro β (leggermente m Ha causa delle scalari miscelazione angolo α , vedi Fig. 1 ), ma mostriamo come una funzione di cos (β-α)in Fig. 3 , perché questa quantità è direttamente correlata agli attacchi di Higgs a bosoni vettori. Vediamo che piuttosto grandi valori | c β - alfa | ≃0.4( | β | ≃0.2) Sono tenuti a descrivere l'eccesso CMS. A causa dei pochi parametri liberi nel nostro modello di sapore, questo ha conseguenze dirette per altre tariffe LFV. Per prima cosa, il tasso di LFV h → eτdovrebbe essere vicino alla h → μτ tasso,equazione 2.42
e quindi unobservably piccolo rispetto agli altri due canali LFV. I tassi di sapore che Conserva h → μμ, ττ sono ridotti in questo modello, ma solo leggermente (rispetto alla spiegazione abeliano dell'eccesso CMS in Sec. 3 ). L' h → ττtasso sta comodamente nel 1 σ regione CMS [48] :0.78 ± 0.27(Rispetto al SM), come mostrato in Fig. 3 .- Fico. 3.Il leptonica branching ratio h → ℓ i ℓ jin funzione della cos (β-α). Le aree orizzontali ombreggiate indicano i 1 σ e 2 σ gamme di CMS per h → μτ (rosso) [9] e h → ττ (verde, solo 1 σ ) [48] . C'è una piccola dipendenza pesante Higgs di massa m Hattraverso lo scalare angolo di miscelazione α L((Eq. 2,23 )): (tratteggiate) linee continue sono per
(800 GeV). Le aree verticali ombreggiate | c β - alfa | ≥0.45sono esclusi dai limiti conservatori dalle misurazioni Higgs-vettore-vettore [47] . SM-valori vengono recuperati per cos (β-α) = 0.
Non solo il limite di accoppiamento Higgs-vector-vector | cos (β-α) | <0.45vincola la spiegazione non Abeliano CMS, il tasso di LFV indotto μ → eγulteriori impatti nostro modello, come vedremo ora, e in realtà esclude la regione di interesse con positive c β - α.
2.7. Bounds da misure indirette
I vincoli più stringenti sono attesi dai decadimenti rari μ → eγ[49] e τ → μγ[50] . Si noti che il decadimentoτ → μγdà limiti tipicamente più forti sul settore scalare che τ → 3μ, Anche se il limite sperimentale sul rapporto di diramazione è un fattore ~2 debole. Questo perché τ → 3μè sia soppresso da un Yukawa accoppiamento muone aggiuntivo (scambio scalare livello albero) o accoppiamento di struttura fine (fotoni off-shell in τ → μγ → 3μ) [8] . Lo stesso vale per μ → eγvs μ → 3e. La Wilson coefficienti c Le c R, Che influenzano il tasso per τ → μγ come
equazione 2.43
equazione 2.44
equazione 2.45
Troviamo il più vincolante destinata a venire da μ → eγcon la recente risultato MEG [49]
equazione 2.46
, Aprendo spazio parametrico in CMS '1 σ regione per c β - alfa -≃ 0.4.- Fico. 4.Spazio parametrico rilevante del modello per spiegare l'eccesso CMS h → μτ (regioni colorata, le linee luminose danno passaggi in 0.001). Il contorno rosso tratteggiata indica la CL 90% legato da μ → eγ (MEG [49] ); l'area interna è consentito. La massa di A è considerato
.
- Fico. 5.Ramificazione rapporti di h → μτ vs. μ → eγ . Le linee orizzontali sono il valore migliore vestibilità e il 1 σ o 2 σ intervalli per il branching ratio Higgs, vedi Eq. ( 1.1 ). La linea verticale è il MEG rilegato sul μ → eγ [49] . Le varie linee corrispondono ai diversi valori di β indicato nella trama; codifica dei colori è in m H. m A è fissato
- Fico. 6.Ramificazione rapporti di h → μτ vs. μ → eγ . Le linee orizzontali sono il valore migliore vestibilità e il 1 σ o 2 σ intervalli per il branching ratio Higgs, vedi Eq. ( 1.1 ). La linea verticale è il MEG rilegato sul μ → eγ [49] . Le varie linee corrispondono ai diversi valori per m Hindicato nella trama; codifica dei colori è in cos (β-α). m A è fissato
.
Si noti che i contributi di due loop al leptoni radiativo decade ℓ i → ℓ j γpuò essere dominante in alcune parti dello spazio dei parametri perché l'accoppiamento scalare più forte in cima quark o bosoni vettori rispetto ad leptoni possono compensare la soppressione del ciclo supplementare. Dal momento che questo richiede un modello specifico per gli accoppiamenti dei quark che non prendiamo in considerazione qui, ma questo sarà rappresentare una sfida per il modo in cui i quark sono inclusi nel modello; Ref. [8] ha rilevato che un SM-come h con innesti LFV avrebbe dominato i contributi di due loop per μ → eγ, Che si traduce nella BR (h → eμ) ≲10 -8, Ordini di grandezza sotto la nostra previsione (vedi Fig. 3 ).Abbiamo probabilmente bisogno di qualche messa a punto per eliminare μ → eγnel nostro A 4 modello una volta che prendiamo giunti quark e due anelli in considerazione.
Il vincolo da μ → eγè mostrato in Fig. 4 sopra dello spazio dei parametri rilevanti per h → μτ. Per ulteriori visualizzazione dello spazio dei parametri e vincoli che direttamente tracciare BR (h → μτ)contro BR (μ → eγ), Fissa o β (Fig. 5 ) o m H(Fig. 6 ). Osserviamo ancora una volta la cancellazione che sopprime μ → eγper certi valori di m He β . Visto che il nostro modello esige una grande cos (β-α) ~ 0.4-per spiegare l'eccesso CMS h → μτe piuttosto leggero 'pesante' Higgs m H ≃280-
per la cancellazione di un ciclo sufficiente di μ → eγ, Potrebbe essere possibile vedere H all'LHC. Le specifiche dipendono fortemente gli accoppiamenti dei quark occupati e sarà lasciato per una futura pubblicazione.
per la cancellazione di un ciclo sufficiente di μ → eγ, Potrebbe essere possibile vedere H all'LHC. Le specifiche dipendono fortemente gli accoppiamenti dei quark occupati e sarà lasciato per una futura pubblicazione.3. Abelian caso: An L μ - L τ esempio
Nella seconda parte di questo lavoro, studiamo la realizzazione di h → μτnel quadro di abeliani simmetrie di sapore, in particolare U ( 1 ) L μ - L τ. Non solo questo è una simmetria globale priva di anomalie nella SM [51] , [52] e [53] , è anche una buona simmetria zeroth-ordine per neutrini miscelazione con uno spettro di massa quasi-degenere, la previsione massima atmosferica e di fuga angoli reattore di miscelazione [54] , [55] e [56] . Rottura di L μ - L τè, ovviamente, necessario per un settore neutrino vitale, e può anche indurre la Δ ( L μ - L τ ) = 2processo h → μτ, Come vedremo di seguito. Questo porterà anche ai decadimenti-leptone-sapore violazione τ → 3μe τ → μγ [57] e [58] . Poiché la Z 'di un calibrata U ( 1 ) L μ - L τnon fa coppia a fermioni di prima generazione, i limiti sperimentali non sono altrettanto rigorose per altre U (1) 'modelli, e potrebbe anche essere possibile utilizzare (una luce) Z 'per risolvere la lunga 3-4 σ anomalia che circonda momento magnetico del muone [58] , [59] , [60] , [61] , [62] ,[63] , [64] , [65] e [66] . Una ancora più leggero Z 'può indurre forze a lungo raggio modificanti oscillazioni dei neutrini [67] , anche se questo non è il limite di interesse qui.
Lavoriamo all'interno calibrato U ( 1 ) L μ - L τcon tre destro neutrini N e , μ , τ, Qualitativamente simile a rif. [58] . Per rottura di simmetria, si introducono due doppietti scalari Φ 1 , 2, Con L μ - L τcaricare -2 e 0, rispettivamente, così come uno scalare SM-singoletto S con L μ - L τcarica +1 (vedi Tab. 2 ). Una piccola VEV di Φ 1- Indotta dalla grande VEV di S che genera masse dei neutrini destrorsi - romperà L μ - L τda due unità del settore carico-leptoni e successivamente portare al LFV modo di decadimento h → μτ. Una caratteristica particolare di questo modello è LFV solo nel μτ settore, eludendo i vincoli forti da, ad esempio, μ → eγ. Questo è di fronte al modello Ref. [58] , dove Φ 1è stato dato il L μ - L τcarica +1, portando a processi caricati-leptone con Δ ( L μ - L τ ) = ± 1, Con Δ ( L μ - L τ ) = ± 2essendo altamente repressa. Ci commentare variazioni del nostro modello in Sec. 3.7 , che hanno una struttura simile ma diverso fenomenologia.
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