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Apresentacão/Defesa de Mestrado.
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ResumoModelo Padrao
Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Modelos Multi-Higgs
Pablo Vasconcelos
Setembro de 2014
Pablo Vasconcelos Modelos Multi-Higgs 1 / 55
ResumoModelo Padrao
Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Resumo
Resumo
Modelo Padrao das Partıculas ElementaresSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos
Modelo com dois Dubletos de HiggsSetor Escalar THDM
Modelo Tripleto de HiggsSetor Escalar e Quebra Espontanea de Simetria no HTMBosons de Gauge do HTMSetor de Yukawa
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoSetor FermionicoSetor Escalar e Quebra de SimetriaBosons de Gauge FısicosTroca de Sabor
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ResumoModelo Padrao
Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Visao Geral
SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y;Indices C, L e Y;Parametros independentes do MP;
Ultima palavra em teoria de partıculas elementares?Existencia de tres geracoes de fermions, materia e energiaescuras, oscilacoes de neutrinos, gravitacao. . .Setor Eletrofraco do Modelo Padrao: SU(2)L ⊗U(1)Y
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Visao Geral
SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y;Indices C, L e Y;Parametros independentes do MP;Ultima palavra em teoria de partıculas elementares?
Existencia de tres geracoes de fermions, materia e energiaescuras, oscilacoes de neutrinos, gravitacao. . .Setor Eletrofraco do Modelo Padrao: SU(2)L ⊗U(1)Y
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Visao Geral
SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y;Indices C, L e Y;Parametros independentes do MP;Ultima palavra em teoria de partıculas elementares?Existencia de tres geracoes de fermions, materia e energiaescuras, oscilacoes de neutrinos, gravitacao. . .
Setor Eletrofraco do Modelo Padrao: SU(2)L ⊗U(1)Y
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Visao Geral
SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y;Indices C, L e Y;Parametros independentes do MP;Ultima palavra em teoria de partıculas elementares?Existencia de tres geracoes de fermions, materia e energiaescuras, oscilacoes de neutrinos, gravitacao. . .Setor Eletrofraco do Modelo Padrao: SU(2)L ⊗U(1)Y
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Visao Geral
Figura: Revista Ciencia Elementar.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Conteudo de Partıcula
Conteudo Fermionico
f aL =
[νa
`a
]L
; `aR (1)
ν1 = νe, ν2 = νµ, ν3 = ντ,
`1 = e−, `2 = µ−, `3 = τ−.
QaL =
[ua
da
]L
; uaR, da
R (2)
u1 = u, u2 = c, u3 = t,
d1 = d, d2 = s, d3 = b.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Derivada Covariante
No setor eletrofraco do MP, a derivada covariante Dµ ad-quire a forma:
DLµ = ∂µ + igWa
µτa + igYY2
Bµ,
DRµ = ∂µ + igY
Y2
Bµ, (3)
com a=1, 2, 3; Waµ=bosons de gauge simetricos do grupo SU(2)L;
Bµ=boson de gauge simetrico do grupo U(1)Y; τa=σa/2 osgeradores do grupo SU(2)L; σa = matrizes de Pauli; Y = hi-percarga.
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Lagrangeana do Modelo Padrao
Lagrangeana do MP:
LMP = Lleptons + Lquarks + Lgauge + LYukawa + Lescalar. (4)
Termo de massa: M ¯` = M[ ¯L`R + ¯R`L]
Lagrangeana de Yukawa:
LY,leptons = −Gab[(f aL Φ)`b
R] + H.C, (5)
LY,quarks = −[GDab(Q
aLΦ)db
R + GUab(Q
aLΦ)ub
R] + H.C, (6)
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Lagrangeana do Modelo Padrao
Lagrangeana do MP:
LMP = Lleptons + Lquarks + Lgauge + LYukawa + Lescalar. (4)
Termo de massa: M ¯` = M[ ¯L`R + ¯R`L]
Lagrangeana de Yukawa:
LY,leptons = −Gab[(f aL Φ)`b
R] + H.C, (5)
LY,quarks = −[GDab(Q
aLΦ)db
R + GUab(Q
aLΦ)ub
R] + H.C, (6)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Lagrangeana do Modelo Padrao
Lagrangeana do MP:
LMP = Lleptons + Lquarks + Lgauge + LYukawa + Lescalar. (4)
Termo de massa: M ¯` = M[ ¯L`R + ¯R`L]
Lagrangeana de Yukawa:
LY,leptons = −Gab[(f aL Φ)`b
R] + H.C, (5)
LY,quarks = −[GDab(Q
aLΦ)db
R + GUab(Q
aLΦ)ub
R] + H.C, (6)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Setor Escalar e QES
Mecanismo de Higgs.
Dubleto de SU(2)L:
Φ =
[φ+
φ0
]; YΦ = 1 (7)
A lagrangeana escalar adquire entao a seguinte forma:
Lescalar = (DLµΦ)†(DµLΦ)−V(Φ) (8)
onde,V(Φ) = µ2Φ†Φ + λ(Φ†Φ)2. (9)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Setor Escalar e QES
Mecanismo de Higgs.Dubleto de SU(2)L:
Φ =
[φ+
φ0
]; YΦ = 1 (7)
A lagrangeana escalar adquire entao a seguinte forma:
Lescalar = (DLµΦ)†(DµLΦ)−V(Φ) (8)
onde,V(Φ) = µ2Φ†Φ + λ(Φ†Φ)2. (9)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Setor Escalar e QES
Mecanismo de Higgs.Dubleto de SU(2)L:
Φ =
[φ+
φ0
]; YΦ = 1 (7)
A lagrangeana escalar adquire entao a seguinte forma:
Lescalar = (DLµΦ)†(DµLΦ)−V(Φ) (8)
onde,V(Φ) = µ2Φ†Φ + λ(Φ†Φ)2. (9)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Setor Escalar e QES
QES: SU(2)L⊗
U(1)Y → U(1)EM.
〈Φ〉0 =
[0⟨φ0⟩ ] ,
⟨φ0⟩ = 1√
2(vΦ + H + iI) (10)
Condicao de mınimo:
µ2 + λv2Φ = 0 (11)
Escalar fısico, o campo neutro H:
m2H = λv2
Φ. (12)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Setor Escalar e QES
QES: SU(2)L⊗
U(1)Y → U(1)EM.
〈Φ〉0 =
[0⟨φ0⟩ ] ,
⟨φ0⟩ = 1√
2(vΦ + H + iI) (10)
Condicao de mınimo:
µ2 + λv2Φ = 0 (11)
Escalar fısico, o campo neutro H:
m2H = λv2
Φ. (12)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Setor Escalar e QES
QES: SU(2)L⊗
U(1)Y → U(1)EM.
〈Φ〉0 =
[0⟨φ0⟩ ] ,
⟨φ0⟩ = 1√
2(vΦ + H + iI) (10)
Condicao de mınimo:
µ2 + λv2Φ = 0 (11)
Escalar fısico, o campo neutro H:
m2H = λv2
Φ. (12)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Setor Escalar e QES
QES: SU(2)L⊗
U(1)Y → U(1)EM.
〈Φ〉0 =
[0⟨φ0⟩ ] ,
⟨φ0⟩ = 1√
2(vΦ + H + iI) (10)
Condicao de mınimo:
µ2 + λv2Φ = 0 (11)
Escalar fısico, o campo neutro H:
m2H = λv2
Φ. (12)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Bosons de Gauge
Equacao (3):
DLµ = ∂µ + igWa
µτa + igYY2
Bµ
Forma Matricial. Para YΦ = 1:
DLµ =
i2 gW3
µ +i2 gyBµ
i√2gW+
µ
i√2gW−µ − i
2 gW3µ +
i2 gyBµ
(13)
onde fizemos a seguinte substituio:
W±µ =1√2(W1
µ ∓ iW2µ). (14)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Bosons de Gauge
Equacao (3):
DLµ = ∂µ + igWa
µτa + igYY2
Bµ
Forma Matricial. Para YΦ = 1:
DLµ =
i2 gW3
µ +i2 gyBµ
i√2gW+
µ
i√2gW−µ − i
2 gW3µ +
i2 gyBµ
(13)
onde fizemos a seguinte substituio:
W±µ =1√2(W1
µ ∓ iW2µ). (14)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Bosons de Gauge
Usando a simplicacao t = gy/g, obtemos:
DLµ 〈Φ〉0 =
i2 g(vΦ + H)W+
µ
− i2√
2g(vΦ + H)(W3
µ − tBµ)
(15)
Finalmente o primeiro termo de (8) fica,
=14
g2(vΦ + H)2W+µ Wµ− (16)
+14
g2(vΦ + H)2(W3µWµ3 − tW3
µBµ − tBµWµ3 + t2BµBµ)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Bosons de Gauge
Usando a simplicacao t = gy/g, obtemos:
DLµ 〈Φ〉0 =
i2 g(vΦ + H)W+
µ
− i2√
2g(vΦ + H)(W3
µ − tBµ)
(15)
Finalmente o primeiro termo de (8) fica,
=14
g2(vΦ + H)2W+µ Wµ− (16)
+14
g2(vΦ + H)2(W3µWµ3 − tW3
µBµ − tBµWµ3 + t2BµBµ)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Bosons de Gauge
Os respectivos autoestados sao:[Aµ
Zµ
]=
[CW −SWSW CW
] [Bµ
W3µ
](17)
onde,
CW = cos θW =g√
g2 + g′2e SW = sin θW =
g′√
g2 + g′2(18)
e θW o angulo de Weinberg
Massas dos bsons de gauge do MP:
m2A = 0, m2
W =g2v2
Φ4
e m2Z =
g2v2Φ
4C2w
. (19)
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e Quebra Espontanea de SimetriaBosons de Gauge Fısicos do MP
Bosons de Gauge
Os respectivos autoestados sao:[Aµ
Zµ
]=
[CW −SWSW CW
] [Bµ
W3µ
](17)
onde,
CW = cos θW =g√
g2 + g′2e SW = sin θW =
g′√
g2 + g′2(18)
e θW o angulo de Weinberg
Massas dos bsons de gauge do MP:
m2A = 0, m2
W =g2v2
Φ4
e m2Z =
g2v2Φ
4C2w
. (19)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM
Extensao Escalar.SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y.
Troca de Sabor.Acoplamentos de Yukawa e a massa dos quarks.Aplicacoes em SupersimetriaTHDM e IHDM
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM
Extensao Escalar.SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y.Troca de Sabor.
Acoplamentos de Yukawa e a massa dos quarks.Aplicacoes em SupersimetriaTHDM e IHDM
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM
Extensao Escalar.SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y.Troca de Sabor.Acoplamentos de Yukawa e a massa dos quarks.
Aplicacoes em SupersimetriaTHDM e IHDM
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM
Extensao Escalar.SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y.Troca de Sabor.Acoplamentos de Yukawa e a massa dos quarks.Aplicacoes em SupersimetriaTHDM e IHDM
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
Setor Escalar - THDM
Neste modelo introduz-se um dubleto complexo extra, as-sim o setor escalar apresenta,
Φi =
[φ+
iφ0
i
]; i = 1, 2 (20)
A lagrangeana escalar do THDM, invariante pelas transfor-maes do grupo SU(3)c ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y, :
LTHDMescalar = Lcin −V(Φ1, Φ2), (21)
onde Lcin e V(Φ1, Φ2) sao respectivamente termos cineticose potencial escalar.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
Setor Escalar - THDM
Neste modelo introduz-se um dubleto complexo extra, as-sim o setor escalar apresenta,
Φi =
[φ+
iφ0
i
]; i = 1, 2 (20)
A lagrangeana escalar do THDM, invariante pelas transfor-maes do grupo SU(3)c ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y, :
LTHDMescalar = Lcin −V(Φ1, Φ2), (21)
onde Lcin e V(Φ1, Φ2) sao respectivamente termos cineticose potencial escalar.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
Setor Escalar - THDM
O potencial mais geral e dado por:
V = −12(m2
1Φ†1Φ1 + m2
2Φ†2Φ2) +
λ1
2(Φ†
1Φ1)2 +
λ2
2(Φ†
2Φ2)2
+ λ3(Φ†1Φ1)(Φ†
2Φ2) + λ4(Φ†1Φ2)(Φ†
2Φ1)
+λ5
2[(Φ†
1Φ2)2 + (Φ†
2Φ1)2] (22)
Os parametros m1, m2 e λ1 − λ4 sao reais, e λ5 < 0; Φi sodubletos identicos aos do MP (Y = 1). Este potencial possuiuma simetria do tipo Z2 (simetria discreta):
Z2 : Φ1 → +Φ1 e Φ2 → −Φ2. (23)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
Setor Escalar - THDM
Modelos ou tipos de Interacoes de YUKAWA.
Tabela: Cargas atribudas a quarks e leptons sob simetria Z2.
Modelo Φ1 Φ2 uR dR lR QL, fLType-I + - - - - +Type-II + - - + + +Type-X + - - - + +Type-Y + - - + - +
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ResumoModelo Padrao
Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0 e v2 6= 0
Os dubletos podem ser parametrizados como,
Φi =
[φ+
i1√2(vi + Hi + iIi)
], (24)
com i = 1, 2, onde v2 = v21 + v2
2 = (246 GeV)2.
Φ1 e Φ2 desenvolvem seus VEVs.Matriz de mistura dos escalares neutros.Type-II Yukawa.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0 e v2 6= 0
Os dubletos podem ser parametrizados como,
Φi =
[φ+
i1√2(vi + Hi + iIi)
], (24)
com i = 1, 2, onde v2 = v21 + v2
2 = (246 GeV)2.Φ1 e Φ2 desenvolvem seus VEVs.Matriz de mistura dos escalares neutros.
Type-II Yukawa.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0 e v2 6= 0
Os dubletos podem ser parametrizados como,
Φi =
[φ+
i1√2(vi + Hi + iIi)
], (24)
com i = 1, 2, onde v2 = v21 + v2
2 = (246 GeV)2.Φ1 e Φ2 desenvolvem seus VEVs.Matriz de mistura dos escalares neutros.Type-II Yukawa.
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ResumoModelo Padrao
Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0 e v2 6= 0
A partir do potencial (22), obtemos os mnimos:
−m21 + λ1v2
1 + λ0v22 = 0,
(25)−m2
2 + λ2v22 + λ0v2
1 = 0,
onde λ0 = λ3 + λ4 + λ5.
Em resumo, temos o seguinte espectro para os escalares:
os carregados, H±, e neutros h, H e A.
Bosons de Goldstone: ξ e h±.
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ResumoModelo Padrao
Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0 e v2 6= 0
A partir do potencial (22), obtemos os mnimos:
−m21 + λ1v2
1 + λ0v22 = 0,
(25)−m2
2 + λ2v22 + λ0v2
1 = 0,
onde λ0 = λ3 + λ4 + λ5.
Em resumo, temos o seguinte espectro para os escalares:
os carregados, H±, e neutros h, H e A.
Bosons de Goldstone: ξ e h±.
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ResumoModelo Padrao
Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0 e v2 6= 0
A partir do potencial (22), obtemos os mnimos:
−m21 + λ1v2
1 + λ0v22 = 0,
(25)−m2
2 + λ2v22 + λ0v2
1 = 0,
onde λ0 = λ3 + λ4 + λ5.
Em resumo, temos o seguinte espectro para os escalares:
os carregados, H±, e neutros h, H e A.
Bosons de Goldstone: ξ e h±.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0, v2 = 0
Os dubletos so parametrizados como segue:
Φ1 =
[φ+
11√2(v1 + H1 + iI1)
],
(26)
Φ2 =
[φ+
21√2(H2 + iI2)
].
Modelo com Dubleto Inerte (IHDM).Type-I Yukawa.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0, v2 = 0
Os dubletos so parametrizados como segue:
Φ1 =
[φ+
11√2(v1 + H1 + iI1)
],
(26)
Φ2 =
[φ+
21√2(H2 + iI2)
].
Modelo com Dubleto Inerte (IHDM).
Type-I Yukawa.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0, v2 = 0
Os dubletos so parametrizados como segue:
Φ1 =
[φ+
11√2(v1 + H1 + iI1)
],
(26)
Φ2 =
[φ+
21√2(H2 + iI2)
].
Modelo com Dubleto Inerte (IHDM).Type-I Yukawa.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0, v2 = 0
A partir do potencial (22), obtemos o mnimo:
−m21 + λ1v2
1 = 0. (27)
O espectro de escalres formado por:
carregados, H±, e neutros h, H e A.
Os escalares ξ e h± so Goldstones da teoria.O boson h identificado como o Higgs-padrao.O boson H surge como um candidato a matria escura.
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0, v2 = 0
A partir do potencial (22), obtemos o mnimo:
−m21 + λ1v2
1 = 0. (27)
O espectro de escalres formado por:
carregados, H±, e neutros h, H e A.
Os escalares ξ e h± so Goldstones da teoria.O boson h identificado como o Higgs-padrao.O boson H surge como um candidato a matria escura.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0, v2 = 0
A partir do potencial (22), obtemos o mnimo:
−m21 + λ1v2
1 = 0. (27)
O espectro de escalres formado por:
carregados, H±, e neutros h, H e A.
Os escalares ξ e h± so Goldstones da teoria.
O boson h identificado como o Higgs-padrao.O boson H surge como um candidato a matria escura.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao Geral - THDMSetor Escalar - THDMTHDM: v1 6= 0 e v2 6= 0THDM: v1 6= 0 e v2 = 0
THDM: v1 6= 0, v2 = 0
A partir do potencial (22), obtemos o mnimo:
−m21 + λ1v2
1 = 0. (27)
O espectro de escalres formado por:
carregados, H±, e neutros h, H e A.
Os escalares ξ e h± so Goldstones da teoria.O boson h identificado como o Higgs-padrao.O boson H surge como um candidato a matria escura.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
HTM
Extensao Escalar.
SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y.Type-II Seesaw ModelCampo ∆ (Higgs triplet field):
∆ =
[∆+√
2∆++
∆0 −∆+√
2
], (28)
Nossa lagrangeana de interesse:
L = LHTMescalar + LYukawa (29)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
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HTM
Extensao Escalar.SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y.
Type-II Seesaw ModelCampo ∆ (Higgs triplet field):
∆ =
[∆+√
2∆++
∆0 −∆+√
2
], (28)
Nossa lagrangeana de interesse:
L = LHTMescalar + LYukawa (29)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
HTM
Extensao Escalar.SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y.Type-II Seesaw Model
Campo ∆ (Higgs triplet field):
∆ =
[∆+√
2∆++
∆0 −∆+√
2
], (28)
Nossa lagrangeana de interesse:
L = LHTMescalar + LYukawa (29)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
HTM
Extensao Escalar.SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y.Type-II Seesaw ModelCampo ∆ (Higgs triplet field):
∆ =
[∆+√
2∆++
∆0 −∆+√
2
], (28)
Nossa lagrangeana de interesse:
L = LHTMescalar + LYukawa (29)
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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HTM
Extensao Escalar.SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y.Type-II Seesaw ModelCampo ∆ (Higgs triplet field):
∆ =
[∆+√
2∆++
∆0 −∆+√
2
], (28)
Nossa lagrangeana de interesse:
L = LHTMescalar + LYukawa (29)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Setor Escalar - HTM
Lagrangeana escalar do HTM:
LHTMescalar = Lcinetico −V(Φ, ∆), (30)
O termo cinetico corresponde,
Lcinetico = (DLµΦ)†(DµLΦ) + Tr[(Dµ∆)†(Dµ∆)]. (31)
As derivadas covariantes sao dadas por,
DLµΦ = (∂µ + igτaWa
µ + igyYBµ)Φ,
DLµ∆ = ∂µ∆ + i[τaWa
µ, ∆] + igyYBµ∆, (32)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Setor Escalar - HTM
Lagrangeana escalar do HTM:
LHTMescalar = Lcinetico −V(Φ, ∆), (30)
O termo cinetico corresponde,
Lcinetico = (DLµΦ)†(DµLΦ) + Tr[(Dµ∆)†(Dµ∆)]. (31)
As derivadas covariantes sao dadas por,
DLµΦ = (∂µ + igτaWa
µ + igyYBµ)Φ,
DLµ∆ = ∂µ∆ + i[τaWa
µ, ∆] + igyYBµ∆, (32)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Setor Escalar - HTM
Lagrangeana escalar do HTM:
LHTMescalar = Lcinetico −V(Φ, ∆), (30)
O termo cinetico corresponde,
Lcinetico = (DLµΦ)†(DµLΦ) + Tr[(Dµ∆)†(Dµ∆)]. (31)
As derivadas covariantes sao dadas por,
DLµΦ = (∂µ + igτaWa
µ + igyYBµ)Φ,
DLµ∆ = ∂µ∆ + i[τaWa
µ, ∆] + igyYBµ∆, (32)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Setor Escalar - HTM
O potencial mais geral que pode-se ter, invariante pelas trans-formaes do grupo SU(3)c ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y, invariante deLorentz e renormalizvel :
V(Φ, ∆) = m2Φ†Φ + M2Tr(∆†∆) + λ1(Φ†Φ)2 + λ2[Tr(∆†∆)]2
+ λ3Tr[(∆†∆)2] + λ4(Φ†Φ)Tr(∆†∆) + λ5(Φ†∆∆†Φ)
+ [µΦTiτ2∆†Φ + H.C.], (33)
onde m e M sao parametros reais, µ e um parametro com-plexo que viola explicitamente o numero leptonico, e λ1...λ5sao constantes de acoplamento reais.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Quebra Espontanea de Simetria
Apos a QES, os campos escalares neutros, φ0 e ∆0, podemser parametrizados da seguinte forma:
〈ϕ0〉 = 1√2(vΦ + ϕ + iχ), (34)
〈∆0〉 = 1√2(v∆ + δ + iη). (35)
Os mınimos do potencial sao:
m2 + λ1v2Φ +
(λ4 + λ5)
2v2
∆ −√
2µv∆] = 0,
M2 + (λ2 + λ3)v2∆ +
(λ4 + λ5)
2v2
Φ −µv2
Φ√2v∆
= 0. (36)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Quebra Espontanea de Simetria
Apos a QES, os campos escalares neutros, φ0 e ∆0, podemser parametrizados da seguinte forma:
〈ϕ0〉 = 1√2(vΦ + ϕ + iχ), (34)
〈∆0〉 = 1√2(v∆ + δ + iη). (35)
Os mınimos do potencial sao:
m2 + λ1v2Φ +
(λ4 + λ5)
2v2
∆ −√
2µv∆] = 0,
M2 + (λ2 + λ3)v2∆ +
(λ4 + λ5)
2v2
Φ −µv2
Φ√2v∆
= 0. (36)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Quebra Espontanea de Simetria
Apos a diagonalizacao das matrizes de massa, obtemos tresbosons de Nambu-Goldstone (NG): h± e ξ.
Escalares fısicos:
H±±, H±, A, H e h (que sera identificado como o Higgs padrao).
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Quebra Espontanea de Simetria
Apos a diagonalizacao das matrizes de massa, obtemos tresbosons de Nambu-Goldstone (NG): h± e ξ.
Escalares fısicos:
H±±, H±, A, H e h (que sera identificado como o Higgs padrao).
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Bosons de Gauge
Termo cinetico da lagrangeana escalar (30):
(DLµΦ)†(DµLΦ) + Tr[(Dµ∆)†(Dµ∆)].
Produto das derivadas covariantes (32)
=14
g2v2ΦW+
µ Wµ−
+18
g2v2Φ(W
3µWµ3 − tW3
µBµ − tBµWµ3 + t2BµBµ),
(37)
=12
g2v2∆W+
µ Wµ−
+12
g2v2∆(W
3µWµ3 − tW3
µBµ − tBµWµ3 + t2BµBµ)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Bosons de Gauge
Termo cinetico da lagrangeana escalar (30):
(DLµΦ)†(DµLΦ) + Tr[(Dµ∆)†(Dµ∆)].
Produto das derivadas covariantes (32)
=14
g2v2ΦW+
µ Wµ−
+18
g2v2Φ(W
3µWµ3 − tW3
µBµ − tBµWµ3 + t2BµBµ),
(37)
=12
g2v2∆W+
µ Wµ−
+12
g2v2∆(W
3µWµ3 − tW3
µBµ − tBµWµ3 + t2BµBµ)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Bosons de Gauge
Somando as duas contribuicoes, obtemos:
14
g2v2W+µ Wµ−,
com v2 ≡ v2Φ + 2v2
∆ ≈ (246 GeV)2.
os bosons W3µ e Bµ se misturam da seguinte forma:
14
g2(v2Φ + 4v2
∆)(W3µWµ3 − tW3
µBµ − tBµWµ3 + t2BµBµ).
Massa para os bosons de gauge do HTM:
m2A = 0, m2
W = g2
4 v2, m2Z = g2
4C2W(v2
Φ + 4v2∆).
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ResumoModelo Padrao
Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Bosons de Gauge
Somando as duas contribuicoes, obtemos:
14
g2v2W+µ Wµ−,
com v2 ≡ v2Φ + 2v2
∆ ≈ (246 GeV)2.os bosons W3
µ e Bµ se misturam da seguinte forma:
14
g2(v2Φ + 4v2
∆)(W3µWµ3 − tW3
µBµ − tBµWµ3 + t2BµBµ).
Massa para os bosons de gauge do HTM:
m2A = 0, m2
W = g2
4 v2, m2Z = g2
4C2W(v2
Φ + 4v2∆).
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Bosons de Gauge
Somando as duas contribuicoes, obtemos:
14
g2v2W+µ Wµ−,
com v2 ≡ v2Φ + 2v2
∆ ≈ (246 GeV)2.os bosons W3
µ e Bµ se misturam da seguinte forma:
14
g2(v2Φ + 4v2
∆)(W3µWµ3 − tW3
µBµ − tBµWµ3 + t2BµBµ).
Massa para os bosons de gauge do HTM:
m2A = 0, m2
W = g2
4 v2, m2Z = g2
4C2W(v2
Φ + 4v2∆).
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Parametro ρ
O parmetro eletrofraco ρ, dado por:
ρ =m2
Wm2
Z cos2 θW= 1. (38)
Para o HTM temos:
ρ =g2
4 (v2Φ + 2v2
∆)g2
4C2W(v2
Φ + 4v2∆)C
2W
=(v2
Φ + 2v2∆)
(v2Φ + 4v2
∆)=
(1 + 2v2∆
v2Φ)
(1 + 4v2∆
v2Φ)= 1.
(39)
Este resultado requer v∆vΦ� 1.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Parametro ρ
O parmetro eletrofraco ρ, dado por:
ρ =m2
Wm2
Z cos2 θW= 1. (38)
Para o HTM temos:
ρ =g2
4 (v2Φ + 2v2
∆)g2
4C2W(v2
Φ + 4v2∆)C
2W
=(v2
Φ + 2v2∆)
(v2Φ + 4v2
∆)=
(1 + 2v2∆
v2Φ)
(1 + 4v2∆
v2Φ)= 1.
(39)
Este resultado requer v∆vΦ� 1.
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Parametro ρ
O parmetro eletrofraco ρ, dado por:
ρ =m2
Wm2
Z cos2 θW= 1. (38)
Para o HTM temos:
ρ =g2
4 (v2Φ + 2v2
∆)g2
4C2W(v2
Φ + 4v2∆)C
2W
=(v2
Φ + 2v2∆)
(v2Φ + 4v2
∆)=
(1 + 2v2∆
v2Φ)
(1 + 4v2∆
v2Φ)= 1.
(39)
Este resultado requer v∆vΦ� 1.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Parametro ρ
O estado h comporta-se principalmente como o Higgs padrao.Autoestados:[
hH
]=
[cos α sin α− sin α cos α
] [ϕδ
], (40)
com a seguinte relacao entre os angulos de mistura:
tan 2α =v∆
vΦ
2v2Φ(λ4 + λ5)− 4M2
∆
[2v2Φλ1 −M2
∆ − v2∆(λ2 + λ3)]
(41)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Setor de Yukawa
Lagrangeana de Yukawa:
Lyukawa = hab(f aL)
ciσ2∆(f bL ) + H.C.. (42)
Explicitamente as interacoes geradas por (42) sao:
L∆Yukawa = habνa
Lcνb
L∆0 +hab√
2νa
LclbL∆+
+hab√
2laL
cνb
L∆+ + hablaLclbL∆++ + H.C. (43)
Apos a quebra de simetria:
L∆Yukawa =
hab√2
v∆(νaL
cνb
L) (44)
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Setor de Yukawa
Lagrangeana de Yukawa:
Lyukawa = hab(f aL)
ciσ2∆(f bL ) + H.C.. (42)
Explicitamente as interacoes geradas por (42) sao:
L∆Yukawa = habνa
Lcνb
L∆0 +hab√
2νa
LclbL∆+
+hab√
2laL
cνb
L∆+ + hablaLclbL∆++ + H.C. (43)
Apos a quebra de simetria:
L∆Yukawa =
hab√2
v∆(νaL
cνb
L) (44)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Setor de Yukawa
Lagrangeana de Yukawa:
Lyukawa = hab(f aL)
ciσ2∆(f bL ) + H.C.. (42)
Explicitamente as interacoes geradas por (42) sao:
L∆Yukawa = habνa
Lcνb
L∆0 +hab√
2νa
LclbL∆+
+hab√
2laL
cνb
L∆+ + hablaLclbL∆++ + H.C. (43)
Apos a quebra de simetria:
L∆Yukawa =
hab√2
v∆(νaL
cνb
L) (44)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Mecanismo Seesaw Tipo-II
Mecanismo Seesaw Tipo-II surge quando assumimos:
µ = M� vΦ (45)
A partir da segunda equacao de (36):
v∆ =v2
Φ√2µ
(46)
Escala de massa para neutrinos
µ = 1014GeV, vΦ ≈ 246GeV, obtemos: v∆ ≈ eV
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ResumoModelo Padrao
Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Mecanismo Seesaw Tipo-II
Mecanismo Seesaw Tipo-II surge quando assumimos:
µ = M� vΦ (45)
A partir da segunda equacao de (36):
v∆ =v2
Φ√2µ
(46)
Escala de massa para neutrinos
µ = 1014GeV, vΦ ≈ 246GeV, obtemos: v∆ ≈ eV
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Mecanismo Seesaw Tipo-II
Mecanismo Seesaw Tipo-II surge quando assumimos:
µ = M� vΦ (45)
A partir da segunda equacao de (36):
v∆ =v2
Φ√2µ
(46)
Escala de massa para neutrinos
µ = 1014GeV, vΦ ≈ 246GeV, obtemos: v∆ ≈ eV
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Viso Geral - HTMSetor Escalar - HTMSetor de Yukawa
Mecanismo Seesaw Tipo-II
Apos substituir os bosons de gauge fısicos na lagrangeanade Yukawa (43), encontramos os termos de interacao dosbosons escalares fısicos do tripleto com os leptons:
=hab√
2Sα(hνa
Lcνb
L) +hab√
2Cα(H νa
Lcνb
L)−hab√
2Cβ±(H
+ νaL
clbL)
− hab√2
Cβ±(H+ laL
cνb
L)− hab(H++ laLclbL) + H.C. (47)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Modelo RM 3− 3− 1
Extensao de Gauge.SU(3)c ⊗SU(3)L ⊗U(1)N.
Quantizacao da carga, o numero de geracoes de fermions,oscilacoes de neutrinos.Modelo 3− 3− 1 Mınimo.Modelo 3− 3− 1 Mınimo Reduzido.Taxas de decaimento e canal h→ γγ.Trocas de Sabor na Corrente Fraca.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Modelo RM 3− 3− 1
Extensao de Gauge.SU(3)c ⊗SU(3)L ⊗U(1)N.Quantizacao da carga, o numero de geracoes de fermions,oscilacoes de neutrinos.
Modelo 3− 3− 1 Mınimo.Modelo 3− 3− 1 Mınimo Reduzido.Taxas de decaimento e canal h→ γγ.Trocas de Sabor na Corrente Fraca.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Modelo RM 3− 3− 1
Extensao de Gauge.SU(3)c ⊗SU(3)L ⊗U(1)N.Quantizacao da carga, o numero de geracoes de fermions,oscilacoes de neutrinos.Modelo 3− 3− 1 Mınimo.Modelo 3− 3− 1 Mınimo Reduzido.
Taxas de decaimento e canal h→ γγ.Trocas de Sabor na Corrente Fraca.
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Modelo RM 3− 3− 1
Extensao de Gauge.SU(3)c ⊗SU(3)L ⊗U(1)N.Quantizacao da carga, o numero de geracoes de fermions,oscilacoes de neutrinos.Modelo 3− 3− 1 Mınimo.Modelo 3− 3− 1 Mınimo Reduzido.Taxas de decaimento e canal h→ γγ.Trocas de Sabor na Corrente Fraca.
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Setor Escalar RM331
O conteudo escalar do modelo:
ρ =
ρ+
ρ0
ρ++
∼ (1, 3, 1), χ =
χ−
χ++
χ0
∼ (1, 3,−1).
(48)
O potencial mais geral, renormalizavel, invariante de gaugee Lorentz para o RM331 e dado por:
V(ρ, χ) = µ21ρ†ρ + µ2
2χ†χ + λ1(ρ†ρ)2 + λ2(χ
†χ)2
+ λ3(ρ†ρ)(χ†χ) + λ4(ρ
†χ)(χ†ρ). (49)
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Setor Escalar RM331
O conteudo escalar do modelo:
ρ =
ρ+
ρ0
ρ++
∼ (1, 3, 1), χ =
χ−
χ++
χ0
∼ (1, 3,−1).
(48)
O potencial mais geral, renormalizavel, invariante de gaugee Lorentz para o RM331 e dado por:
V(ρ, χ) = µ21ρ†ρ + µ2
2χ†χ + λ1(ρ†ρ)2 + λ2(χ
†χ)2
+ λ3(ρ†ρ)(χ†χ) + λ4(ρ
†χ)(χ†ρ). (49)
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Quebra Espontanea de Simetria no RM331
Mecanismo de Higgs.
QES no RM331:
SU(3)C ⊗ SU(3)L ⊗U(1)N → SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y,
SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y → SU(3)C ⊗U(1)EM.
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Quebra Espontanea de Simetria no RM331
Mecanismo de Higgs.QES no RM331:
SU(3)C ⊗ SU(3)L ⊗U(1)N → SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y,
SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y → SU(3)C ⊗U(1)EM.
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Quebra Espontanea de Simetria no RM331
Mecanismo de Higgs.QES no RM331:
SU(3)C ⊗ SU(3)L ⊗U(1)N → SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y,
SU(3)C ⊗ SU(2)L ⊗U(1)Y → SU(3)C ⊗U(1)EM.
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Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Quebra Espontanea de Simetria no RM331
Apos a QES, os campos escalares neutros podem ser escri-tos da seguinte forma:
ρ0, χ0 → 1√2(vρ,χ + Rρ,χ + iIρ,χ), (50)
O efeito da QES no potencial (49) pode ser estudado subs-tituindo os campos (50) no potencial. As equacoes para osmınimos do potencial sao:
µ21 + λ1v2
ρ +λ3
2v2
χ = 0, µ22 + λ2v2
χ +λ4
2v2
ρ = 0. (51)
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Quebra Espontanea de Simetria no RM331
Apos a QES, os campos escalares neutros podem ser escri-tos da seguinte forma:
ρ0, χ0 → 1√2(vρ,χ + Rρ,χ + iIρ,χ), (50)
O efeito da QES no potencial (49) pode ser estudado subs-tituindo os campos (50) no potencial. As equacoes para osmınimos do potencial sao:
µ21 + λ1v2
ρ +λ3
2v2
χ = 0, µ22 + λ2v2
χ +λ4
2v2
ρ = 0. (51)
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Quebra Espontanea de Simetria no RM331
Analisando os termos quadraticos nos campos do potencial(49), e as condicoes de mınimo (51), obtemos o espectro paraos escalares da teoria:
Escalares Fısicos
H±±, H e h, sendo h mais leve e identificado como o Higgspadrao.
Goldstones
h±±, ρ±, χ±, Iρ, Iχ, absorvidos mais tarde pelos bosons de gaugeU±±, W± e V±, Z e Z′.
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Quebra Espontanea de Simetria no RM331
Analisando os termos quadraticos nos campos do potencial(49), e as condicoes de mınimo (51), obtemos o espectro paraos escalares da teoria:
Escalares Fısicos
H±±, H e h, sendo h mais leve e identificado como o Higgspadrao.
Goldstones
h±±, ρ±, χ±, Iρ, Iχ, absorvidos mais tarde pelos bosons de gaugeU±±, W± e V±, Z e Z′.
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Quebra Espontanea de Simetria no RM331
Analisando os termos quadraticos nos campos do potencial(49), e as condicoes de mınimo (51), obtemos o espectro paraos escalares da teoria:
Escalares Fısicos
H±±, H e h, sendo h mais leve e identificado como o Higgspadrao.
Goldstones
h±±, ρ±, χ±, Iρ, Iχ, absorvidos mais tarde pelos bosons de gaugeU±±, W± e V±, Z e Z′.
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Bosons de Gauge do RM331
Lagrangeana,
LRM331cinetico = (Dµχ)†(Dµχ) + (Dµρ)†(Dµρ), (52)
ondeDµ = ∂µ − igWa
µ
λa
2− igNNWN
µ , (53)
com a = 1, . . . , 8; Waµ sao os bosons de gauge simetricos do
grupo SU(3)L; g e gN sao as constantes de acoplamento dosgrupos SU(3)L e U(1)N; N e um numero quantico associadoao grupo U(1)N.
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Bosons de Gauge do RM331
Assim quando os campos χ e ρ desenvolvem seus VEVs,temos:
=g2
4(v2
χ + v2ρ)U
++µ Uµ−− +
g2v2χ
4V+
µ Vµ− +g2v2
ρ
4W+
µ W−µ
+g2v2
χ
2(
13
W8µW8µ +
t√3
W8µWNµ +
t√3
WNµ W8µ + t2WN
µ WNµ)
+g2v2
ρ
2(
14
W3µW3µ − t
4√
3W3
µW8µ − t4√
3W8
µW3µ +112
W8µW8µ
− t2
W3µWNµ − t
2WN
µ W3µ +t
2√
3W8
µWNµ +t
2√
3WN
µ W8µ
+ t2WNµ WNµ) (54)
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Bosons de Gauge do RM331
Temos o seguinte espectro de bosons de gauge fısicos carre-gados:
W± =W1 ∓ iW2√
2→ M2
W =g2v2
ρ
4,
V± =W4 ± iW5√
2→ M2
V =g2v2
χ
4, (55)
U±± =W6 ± iW7√
2→ M2
U =g2(v2
χ + v2ρ)
4,
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Bosons de Gauge do RM331
A matriz de massa para o bosons neutros, na base (W3, W8,WN), e dada por:
g2
2
v2ρ
2 − v2ρ
2√
3−tv2
ρ
− v2ρ
2√
3112 (v
2ρ + 4v2
χ)t√3(v2
ρ + 2v2χ)
−tv2ρ
t√3(v2
ρ + 2v2χ) t2(v2
χ + v2ρ)
, (56)
onde usamos a substituiao t = gN/g.
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Bosons de Gauge do RM331
Apos a diagonalizacao:
m2Z ≈
g2
4C2W
v2ρ e m2
Z′ ≈g2C2
W3(1− 4S2
W)v2
χ, (57)
com CW = cos θW, SW = sin θW = t√1+4t2 , tW = tan θW e θW
e o angulo de mistura de Weinberg ou angulo de misturaeletrofraco.
Espectro dos bsons de gauge
U±±, V±, W±, Zµ e Z′µ
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Bosons de Gauge do RM331
Apos a diagonalizacao:
m2Z ≈
g2
4C2W
v2ρ e m2
Z′ ≈g2C2
W3(1− 4S2
W)v2
χ, (57)
com CW = cos θW, SW = sin θW = t√1+4t2 , tW = tan θW e θW
e o angulo de mistura de Weinberg ou angulo de misturaeletrofraco.
Espectro dos bsons de gauge
U±±, V±, W±, Zµ e Z′µ
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Leptons
O conteudo leptonico do RM331 e composto dos seguintestripletos,
fL =
ν```c
L
∼ (1, 3, 0), (58)
onde ` = e, µ, τ, e os numeros entre parenteses referem-seforma como transformam pelo grupo de simetria SU(3)C⊗SU(3)L ⊗U(1)N, respectivamente.
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Quarks
Para setor de quarks uma geracao deve estar na representacaotripleto de SU(3)L, as outras geracoes na representa de anti-tripleto:
QiL =
di−ui
Ji
L
∼ (3, 3∗,−13), Q3L =
u3d3J3
L
∼ (3, 3,+23),
uiR ∼ (3, 1,+23), diR ∼ (3, 1,−1
3), JiR ∼ (3, 1,−4
3),(59)
u3R ∼ (3, 1,+23), d3R ∼ (3, 1,−1
3), J3R ∼ (3, 1,+
53),
onde i = 1, 2, e J1,2,3 sao os novos quarks. Com esta representacaoa teoria continua livre de anomalias.
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Quarks
Para setor de quarks uma geracao deve estar na representacaotripleto de SU(3)L, as outras geracoes na representa de anti-tripleto:
QiL =
di−ui
Ji
L
∼ (3, 3∗,−13), Q3L =
u3d3J3
L
∼ (3, 3,+23),
uiR ∼ (3, 1,+23), diR ∼ (3, 1,−1
3), JiR ∼ (3, 1,−4
3),(59)
u3R ∼ (3, 1,+23), d3R ∼ (3, 1,−1
3), J3R ∼ (3, 1,+
53),
onde i = 1, 2, e J1,2,3 sao os novos quarks. Com esta representacaoa teoria continua livre de anomalias.
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Largura total
A largura total de decaimento para o Higgs sera dada por:
Γ(h −→ all) = Γ(h −→ ll, qq) + Γ(h −→ Z?Z)+ Γ(h −→ W?W) + Γ(h −→ gg) + Γ(h −→ γγ).
A intensidade de sinal no Modelo RM331:
µxy =σ331(pp→ h)σMP(pp→ H)
BR331(h→ xy)BRMP(H → xy)
, (60)
para qualquer estado final x e y.Relacao entre as secoes de choque:
σ331(pp→ h)σMP(pp→ H)
≈ C2β.
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Largura total
A largura total de decaimento para o Higgs sera dada por:
Γ(h −→ all) = Γ(h −→ ll, qq) + Γ(h −→ Z?Z)+ Γ(h −→ W?W) + Γ(h −→ gg) + Γ(h −→ γγ).
A intensidade de sinal no Modelo RM331:
µxy =σ331(pp→ h)σMP(pp→ H)
BR331(h→ xy)BRMP(H → xy)
, (60)
para qualquer estado final x e y.
Relacao entre as secoes de choque:
σ331(pp→ h)σMP(pp→ H)
≈ C2β.
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Largura total
A largura total de decaimento para o Higgs sera dada por:
Γ(h −→ all) = Γ(h −→ ll, qq) + Γ(h −→ Z?Z)+ Γ(h −→ W?W) + Γ(h −→ gg) + Γ(h −→ γγ).
A intensidade de sinal no Modelo RM331:
µxy =σ331(pp→ h)σMP(pp→ H)
BR331(h→ xy)BRMP(H → xy)
, (60)
para qualquer estado final x e y.Relacao entre as secoes de choque:
σ331(pp→ h)σMP(pp→ H)
≈ C2β.
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Decaimento em Fotons
Os processos que mais contribuem no contexto do MP, paraH → γγ, so aqueles mediados pelo quark-top, o lepton tau,e bosons de gauge W±.
Novas contribuicoes so devidas aos novos bosons de gaugeV±, U±±, e ao escalar duplamente carregado H±±.
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Decaimento em Fotons
Os processos que mais contribuem no contexto do MP, paraH → γγ, so aqueles mediados pelo quark-top, o lepton tau,e bosons de gauge W±.Novas contribuicoes so devidas aos novos bosons de gaugeV±, U±±, e ao escalar duplamente carregado H±±.
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Decaimento em Fotons
h1
!
!
!
!
!
h1 h1
h1h1
h++
V
V
h++
h++
h++
!
!
V
V
V
!
!
h++
!
!
!
!
Figura: Diagramas one-loop para h→ γγ. Decaimentos via bsonsde gauge carregados (V = U++, V+ e W+), escalar duplamentecarregado (h++), e frmions carregados (Ψ).
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Largura total do Higgs
As medies no LHC apontam para um valor Γ(H −→ γγ) ∼6.1 MeV
1.0 TeV
1.5 TeV
2.0 TeV
3.0 TeV
4.0 TeV
5.0 TeV
-1.0 -0.8 -0.6 -0.4 -0.2
3.0
3.5
4.0
4.5
5.0
5.5
6.0
tanΒ
GHh
1®
allL
@MeV
D
Figura: Resultados para Γ(h→ all) no Modelo RM331 em funcaodo angulo de mistura β.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Intensidade de sinal
signal strenght ( μ )0 0.5 1 1.5 2
Global Analyses
331 ResultsVχ = 2 TeVVχ = 4 TeV
H → bb
H → ττ
H → γγ
H → WW
H → ZZ
Figura: Intensidade de Sinal para o decaimento do Higgs (h) noModelo RM331. Aqui temos o melhor ajuste para as analises glo-bais para dois valores do parametro tanβ e vχ: (-0,3227; 2,0 TeV)e (-0,1556; 4,0 TeV), respectivamente.
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Trocas de Sabor na Corrente Neutra
Flavor-Changed Neutral Current - FCNC
Neste modelo sera mediada pelo boson Z′ e pelos bosonsescalares neutros h e H.Foramos o valor Mh = 125 GeV, temos sinβ → 0, e assim oHiggs padrao no participa de maneira relevante de proces-sos FCNC.Para os sistemas de mesons (K0 − K0) e (D0 − D0), nao en-contramos qualquer limite relevante na escala de quebra desimetria.
A contribuicao total do Modelo RM331(∆mB)RM331 = (∆mB)Z′ + (∆mB)h + (∆mB)H + (∆mB)MPdepende principalmente da escala de energia da quebra desimetria do modelo (vχ).
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Visao GeralSetor Escalar e QES no RM331Setor FermionicoLargura do Higgs-padraoTrocas de Sabor na Corrente Neutra
Trocas de Sabor na Corrente Neutra
Flavor-Changed Neutral Current - FCNCNeste modelo sera mediada pelo boson Z′ e pelos bosonsescalares neutros h e H.
Foramos o valor Mh = 125 GeV, temos sinβ → 0, e assim oHiggs padrao no participa de maneira relevante de proces-sos FCNC.Para os sistemas de mesons (K0 − K0) e (D0 − D0), nao en-contramos qualquer limite relevante na escala de quebra desimetria.
A contribuicao total do Modelo RM331(∆mB)RM331 = (∆mB)Z′ + (∆mB)h + (∆mB)H + (∆mB)MPdepende principalmente da escala de energia da quebra desimetria do modelo (vχ).
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Trocas de Sabor na Corrente Neutra
Flavor-Changed Neutral Current - FCNCNeste modelo sera mediada pelo boson Z′ e pelos bosonsescalares neutros h e H.Foramos o valor Mh = 125 GeV, temos sinβ → 0, e assim oHiggs padrao no participa de maneira relevante de proces-sos FCNC.
Para os sistemas de mesons (K0 − K0) e (D0 − D0), nao en-contramos qualquer limite relevante na escala de quebra desimetria.
A contribuicao total do Modelo RM331(∆mB)RM331 = (∆mB)Z′ + (∆mB)h + (∆mB)H + (∆mB)MPdepende principalmente da escala de energia da quebra desimetria do modelo (vχ).
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Trocas de Sabor na Corrente Neutra
Flavor-Changed Neutral Current - FCNCNeste modelo sera mediada pelo boson Z′ e pelos bosonsescalares neutros h e H.Foramos o valor Mh = 125 GeV, temos sinβ → 0, e assim oHiggs padrao no participa de maneira relevante de proces-sos FCNC.Para os sistemas de mesons (K0 − K0) e (D0 − D0), nao en-contramos qualquer limite relevante na escala de quebra desimetria.
A contribuicao total do Modelo RM331(∆mB)RM331 = (∆mB)Z′ + (∆mB)h + (∆mB)H + (∆mB)MPdepende principalmente da escala de energia da quebra desimetria do modelo (vχ).
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Trocas de Sabor na Corrente Neutra
Flavor-Changed Neutral Current - FCNCNeste modelo sera mediada pelo boson Z′ e pelos bosonsescalares neutros h e H.Foramos o valor Mh = 125 GeV, temos sinβ → 0, e assim oHiggs padrao no participa de maneira relevante de proces-sos FCNC.Para os sistemas de mesons (K0 − K0) e (D0 − D0), nao en-contramos qualquer limite relevante na escala de quebra desimetria.
A contribuicao total do Modelo RM331(∆mB)RM331 = (∆mB)Z′ + (∆mB)h + (∆mB)H + (∆mB)MPdepende principalmente da escala de energia da quebra desimetria do modelo (vχ).
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Resultados
Parametrization of Ref.@24D
Experimental Bound
1000 50002000 30001500
1.0 ´ 10-12
5.0 ´ 10-13
2.0 ´ 10-13
2.0 ´ 10-12
3.0 ´ 10-13
1.5 ´ 10-13
1.5 ´ 10-12
7.0 ´ 10-13
Scale of Symmetry BreakingHGeVL
Dm
Bb
HGeV
L
Figura: Contribuicao total do RM331 como funcao da escalade quebra de simetria usando a parametrizacao-1. Para vχ &2786 GeV, que implica mZ′ & 3326 GeV, mV± & 910 GeV, mU++ &914 GeV, mH & 889 GeV.
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
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Resultados
Parametrization of Ref.@25D
Experimental Bound
1000 50002000 30001500
1.0 ´ 10-13
1.0 ´ 10-12
5.0 ´ 10-13
2.0 ´ 10-13
3.0 ´ 10-13
1.5 ´ 10-13
7.0 ´ 10-13
Scale of Symmetry BreakingHGeVL
Dm
Bd
HGeV
L
Figura: Contribuicao total do RM331 como funcao da escala dequebra de simetria usando a parametrizacao-2. vχ & 1023 GeVque implica em mZ′ & 1221 GeV, mV± & 334 GeV, mU++ &343 GeV, mH & 345 GeV.
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Resultados
Esse modelo mostrou-se consistente com os limites de FCNCquando,
MZ′ & 3326 GeV,MV± & 910 GeV,MU++ & 914 GeV,mH & 889 GeV.COGOLLO, D.; QUEIROZ, F. S.; VASCONCELOS, P. FlavorChanging Neutral Current Processes in a Reduced MinimalScalar Sector. 2013.
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Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Conclusoes
O HTM, motivado pelo Type II Seesaw mechanism, capaz degerar massa para neutrinos.
Obtendo como principal resultado os limites sobre a massado boson vetorial Z′.Apenas o sistema B0 − B0 oferece um limite relevante paraa quebra de simetria do modelo.Em particular, usando a parametrizacao-1, esse modelo mostrou-se consistente com os limites de FCNCO Modelo quando confrontado com as anlises globais parao Higgs tipo-padrao, em particular com vχ = 2 TeV, conti-nua consistente (dentro da margem de erro)
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Conclusoes
O HTM, motivado pelo Type II Seesaw mechanism, capaz degerar massa para neutrinos.Obtendo como principal resultado os limites sobre a massado boson vetorial Z′.
Apenas o sistema B0 − B0 oferece um limite relevante paraa quebra de simetria do modelo.Em particular, usando a parametrizacao-1, esse modelo mostrou-se consistente com os limites de FCNCO Modelo quando confrontado com as anlises globais parao Higgs tipo-padrao, em particular com vχ = 2 TeV, conti-nua consistente (dentro da margem de erro)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Conclusoes
O HTM, motivado pelo Type II Seesaw mechanism, capaz degerar massa para neutrinos.Obtendo como principal resultado os limites sobre a massado boson vetorial Z′.Apenas o sistema B0 − B0 oferece um limite relevante paraa quebra de simetria do modelo.
Em particular, usando a parametrizacao-1, esse modelo mostrou-se consistente com os limites de FCNCO Modelo quando confrontado com as anlises globais parao Higgs tipo-padrao, em particular com vχ = 2 TeV, conti-nua consistente (dentro da margem de erro)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Conclusoes
O HTM, motivado pelo Type II Seesaw mechanism, capaz degerar massa para neutrinos.Obtendo como principal resultado os limites sobre a massado boson vetorial Z′.Apenas o sistema B0 − B0 oferece um limite relevante paraa quebra de simetria do modelo.Em particular, usando a parametrizacao-1, esse modelo mostrou-se consistente com os limites de FCNC
O Modelo quando confrontado com as anlises globais parao Higgs tipo-padrao, em particular com vχ = 2 TeV, conti-nua consistente (dentro da margem de erro)
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Modelo com dois Dubletos de HiggsModelo Tripleto de Higgs
Modelo 3− 3− 1 Mınimo ReduzidoConclusoes
Conclusoes
O HTM, motivado pelo Type II Seesaw mechanism, capaz degerar massa para neutrinos.Obtendo como principal resultado os limites sobre a massado boson vetorial Z′.Apenas o sistema B0 − B0 oferece um limite relevante paraa quebra de simetria do modelo.Em particular, usando a parametrizacao-1, esse modelo mostrou-se consistente com os limites de FCNCO Modelo quando confrontado com as anlises globais parao Higgs tipo-padrao, em particular com vχ = 2 TeV, conti-nua consistente (dentro da margem de erro)
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Agradecimentos
Ao Professor Diego Cogollo.Aos Professores Carlos Pires e Eduardo Passos.Aos Professores da UAF.Aos meus amigos da UAF: Tico, Tessio, Rodrigo, Miguel,Kennedy.A CAPES.
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