Đóng góp bậc một vòng của hạt fermion nặng vào quá trình rã Higgs trong mô hình Seesaw III

Bài báo đặt vấn đề nghiên cứu chi tiết quá trình rã của hạt Higgs trong mô hình Seesaw với các tam tuyến fermion mới. Biểu thức tính cường độ rã nhánh cho hai quá trình rã cụ thể là h → γγ và h → Zγ sẽ được xây dựng bằng những tính toán chi tiết. Mặt khác, kết quả khảo sát số và so sánh với dữ liệu thực nghiệm hiện tại cũng sẽ được sử dụng. Từ đó, chỉ ra được rằng các đóng góp của fermion mang điện nặng trong mô hình là rất nhỏ và luôn nằm trong giới hạn cho phép của thực nghiệm.

Tạp chí Khoa học Trường Đại học Cần Thơ Tập 53, Phần A (2017): 125-132 DOI:10.22144/ctu.jvn.2017.149 ĐÓNG GÓP BẬC MỘT VỊNG CỦA HẠT FERMION NẶNG VÀO Q TRÌNH RÃ HIGGS TRONG MƠ HÌNH SEESAW III Trịnh Thị Hồng, Lâm Thị Thanh Phương Nguyễn Thị Lan Anh Trường Đại học An Giang Thông tin chung: Ngày nhận bài: 05/06/2017 Ngày nhận sửa: 01/08/2017 Ngày duyệt đăng: 29/11/2017 Title: One-loop contributions of heavy charged fermions to decay of Seesaw III-Model-like Higgs Từ khóa: Cường độ rã, hạt Higgs, mơ hình Seesaw III, trình rã h → γγ h → Zγ Keywords: Intensity decay, Higgs, h → γγ decay and h → Zγ decay, Seesaw III mode ABSTRACT The one-loop contributions of new particles in the standard expansion model (Seesaw III) to some decay channels of the neutral Higgs are a matter of concern The article is to explore the detailed study of the decay process of the Higgs in the Seesaw model with the new heavy fermions The one-loop contributions of new particles to some decay processes of the neutral Higgs are studied in the seesaw model with the new triplets of fermions (Seesaw-III) The expression for intensity of branching decay for two specific decompositions such as h → γγ and h → Zγ is constructed Numerical results and comparison with expertmental data are presented in detail Since then it has been shown that the contributions of heavy charged fermions in the model are very small and always within the allowable limits of the experiment Therfore the model is not excluded by the decay channels studied in this work TĨM TẮT Các đóng góp bậc vịng hạt mơ hình chuẩn mở rộng (Seesaw III) vào số trình rã hạt Higgs trung hịa (h) vấn đề mang tính thời Bài báo đặt vấn đề nghiên cứu chi tiết q trình rã hạt Higgs mơ hình Seesaw với tam tuyến fermion Biểu thức tính cường độ rã nhánh cho hai trình rã cụ thể h → γγ h → Zγ xây dựng tính tốn chi tiết Mặt khác, kết khảo sát số so sánh với liệu thực nghiệm sử dụng Từ đó, đóng góp fermion mang điện nặng mơ hình nhỏ nằm giới hạn cho phép thực nghiệm Vì vậy, mơ hình xét khơng bị loại trừ Trích dẫn: Trịnh Thị Hồng, Lâm Thị Thanh Phương Nguyễn Thị Lan Anh, 2017 Đóng góp bậc vịng hạt fermion nặng vào q trình rã Higgs mơ hình Seesaw III Tạp chí Khoa học Trường Đại học Cần Thơ 53a: 125-132 (ATLAS Collaboration, 2012) Đây lại thành công lý thuyết SM Tuy nhiên, mơ hình khơng thể giải thích số kết thực nghiệm cơng bố gần đây: khối lượng khác không neutrino dao động chúng, vật chất tối, Vì vậy, SM cần mở rộng thành mơ hình (Beyond the SMBSM) để giải thích vấn đề thực GIỚI THIỆU Hạt vô hướng Higgs đóng vai trị quan trọng mơ hình chuẩn (Standard model-SM) Nó đưa nhằm giải thích khối lượng tất hạt thông qua chế Higgs Năm 2012, thực nghiệm khẳng định tồn hạt Higgs với khối lượng cỡ 125 GeV 125 Tạp chí Khoa học Trường Đại học Cần Thơ Tập 53, Phần A (2017): 125-132 SM,   (  , )T  (  ,(  H  i) / 2)T ,  i 2* , nghiệm nói Trong số đó, lớp mơ hình đơn giản xây dựng nhằm giải thích hợp lý sinh khối lượng dao động neutrino thơng qua chế Seesaw Mơ hình Seesaw với ba tam tuyến lepton ba mơ hình Seesaw biết (SSIII), xây dựng cách thêm vào tam tuyến leptons Nó giới thiệu khảo sát số cơng trình quốc tế (Abada et al., 2007, Bizot and Frigerio, 2016) Tuy nhiên, phần Higgs mơ hình chưa tìm hiểu kỹ, đặc biệt việc đánh giá đóng góp hạt vào liệu thực nghiệm Higgs số khảo sát tổng quát giới thiệu gần (Frascati et al., 2016) Đặc biệt, kênh rã h → γγ thực nghiệm xác định với độ xác cao phù hợp tốt với dự đoán SM Cụ thể cường độ rã nhánh  , định nghĩa tỉ số    246GeV ic  C iT Các tam tuyến fermion đạo hàm hiệp biến  0 / i   i   i  với dự đoán từ SM,   1.14 cực phải để  (1) 0,    0,R  Các thành phần c có phân cực trái Khi fermion thành phần viết theo dạng spinor Dirac thành phần sau:  i   Ric   Ri hay 0.96 ≤ (2) Các hệ thức liên hệ spinor thành phần thành phần viết theo toán tử chiếu chiral PR , L  (1   ) / sau: mang điện mới, tỉ lệ rã nhánh xét mô hình SSIII bị thay đổi so với SM Vì vậy, mơ hình khơng bị loại trừ cường độ rã nhánh dự đốn mơ hình thỏa mãn giới hạn thực nghiệm Trong cơng trình này, tìm hiểu cụ thể đóng góp fermion nặng vào cường độ rã nhánh   Bên cạnh khảo sát cường độ  L  PL    Rc ,  R  PR    R Lagrangian tam tuyến fermion viết sau:  = i    M    gW3    ( 2 Y  L  h.c.)  Z  trình rã h → Zγ, nhằm dự đốn (3) Khơng tính tổng quát, cần xét trường hợp M  ma trận thực chéo, M   diag ( M  , M  , M  ) Trong sở ban định lượng mức độ sai khác so với SM khả phân biệt sai khác phép đo thực nghiệm tiến hành thời gian tới Hiện nay, kênh rã chưa xác định có bậc giá trị với rã Higgs boson hai photon 0c Các thành phần tam tuyến phân  ≤ 1.33 Do đóng góp fermion rã nhánh     /  c  W3 / W   D     i g   W W3 /    hai tỉ lệ rã nhánh h → γγ đo từ thực nghiệm 0.19 0.18 ,  c  0c / ,    c  i0 /   i đầu, Lagrangian khối lượng lepton trung hịa mang điện có dạng:      ( L ,  L ) M F  R   R  TỔNG QUAN MƠ HÌNH Mơ hình Seesaw với tam tuyến fermion (Seesaw III, viết tắt SSIII) mơ hình mở rộng cho mơ hình chuẩn cách thêm vào fermion, tam tuyến SU (2) L với siêu tích Y = 0, (4)  (v ) c   (vL ,  0C ) M  L   h.c.,    đó: đơn tuyến màu SU (3)C Mơ hình cần hai tam tuyến, ký hiệu Σa ∼ (1,3,0) (a = 1, 2, ) để sinh khối lượng cho hai neutrino hoạt động có khối lượng khác khơng Trong cơng trình xét mơ hình với ba tam tuyến fermion Các lập luận chi tiết chéo hóa ma trận khối lượng fermion xét Abada et al (2007) Ở tác giả tóm lược kết liên quan đến tính rã Higgs xét cơng trình Ký hiệu Li  ( iL , viL )T lưỡng tuyến lepton m  m mD  2mD  MF     , M v    , (5)  M M      † mD  Yυ / , m  Yυ / thu từ Lagrangian SM Y L tương tác Yukawa SM:   LY  R  h.c Tiếp theo, xét giới hạn M   mD nên tính đến số hạng bậc  ((mD / M  ) ) Ma trận khối lượng neutrino mô hình cho cơng thức Seesaw (Abada et al., 2007) 126 Tạp chí Khoa học Trường Đại học Cần Thơ mv   mD M 1mDT Tập 53, Phần A (2017): 125-132 với U N ma trận unitary chéo hóa M N , (6) U M NU N  M Nd  diag ( M , M , M )  T N Ma trận mD trường hợp tham ma trận thỏa mãn  T   I Ma trận trộn neutrino số hóa theo Casas and Ibarra (2001)  v )1/2 U † , mDT  iU N* ( M Nd )1/2  (m PMNS U PMNS tham số hóa sau: (7) s13e  i   (8) U PMNS c12 c23  s12 s23 s13ei s23c13   diag (1, ei /2 , ei /2 ), i c12 s23  s12 c23 s13e c23c13  SM lepton e,  , lepton mang cab  cos  ab , sab  sin  ab ,  ,  : pha điện M i , i  1, 2, Majorana vi phạm CP,  : pha Dirac vi phạm CP  c12 c13     s12 c23  c12 s23 s13ei  s12 s23  c12 c23 s13ei  s12 s13 Các ma trận trộn nói viết theo ma trận phân tách theo thành phần lepton ban đầu  L , R ,  L , R trạng thái riêng khối Trong trường hợp phân bậc thông thường (normal hierarchy scheme) neutrino, tham số thực nghiệm xác định với độ xác (  ) sau (Patrignani et al., 2016):  (12) Biểu thức ma trận trộn biểu diễn dạng sau: U L  1 ,U L  2mD M 1 , trình chúng tơi xét       U N    I Các ma trận khối lượng lepton U R  1, U L  M 1mD† U L  1 ' , U R  1, mang điện chéo hóa phép biến đổi bi-unita U L , R thoả mãn: U R  2m mD M 2 , U R   M 2 mD† m (13) Với:   'L , R    L,R   U   L,R    '  ,  L R ,    L,R   mD M 2 mD† ,'  M 1mD† mD M 1 (14) (10) Hệ số  tương đương với hệ số toán tử hiệu dụng lượng thấp Các ma trận trộn toàn phần † U L , R unita, U L, RU L , R  , ma trận với U L , R ma trận × unitary, ,  'L, R  trạng thái riêng khối lượng chứa U L , R khơng Biểu thức (6) cho lepton Khi Lagrangian khối lượng (4) viết lại theo trạng thái riêng khối lượng thấy:  '    ( 'L  'R )U R† M FU L  L'   h.c.,  L  m   1010  ,'    v       M   M  (GeV )   ,   M  (15) ,  1, nên bỏ qua tính tốn đây, trừ trường hợp tương tác SMlike Higgs boson với lepton mới, tương tác tỉ lệ với khối lượng lepton ' suy hệ thức chéo ma trận khối lượng có dạng sau:   F   m U R† M FU L  M     U L , R U L , R  U L,R     U L , R U L , R  ma21  mn2  mn2 (a  2,3) Trong công a ' L, R  lượng  'L , R ,  'L , R sau: m21 2 m21  7.37  105 , m31  m  5 7.37 10  (9) (GeV)  2.5  103 + 2 s122  0.297, s23  0.437, s132  0.214,   (11)  FU † khai Biểu thức (11) dẫn đến M F  U R M L triển cụ thể theo ma trận cho hệ thức tính theo khối lượng vật lý hạt mang điện:    diag(M , M , M )    diag(m , m , m ) M m e   ma trận chéo chứa khối lượng vật lý với 127 Tạp chí Khoa học Trường Đại học Cần Thơ Tập 53, Phần A (2017): 125-132  U †  U M  U †  m   (1 )  m , m  m L R L  U †  U M  U † m L  R H   H ( RY  L   L m  R )  h.c υ L (18) Bỏ qua dấu phẩy ký hiệu cho trạng thái riêng khối lượng xét biểu thức (10), phép biến đổi tương ứng là:  U  M  U †  M  U † , Y  U R m L L L † †    (16) M   U R m U L  M U L  M   L  (1 ,  ,  )TL   L  U L  L ,  R   R , Biểu thức gần (16) thu ta có M   mD , dẫn đến mv / M   1, xảy M   1GeV Từ suy ra:  L   L   LU L† ,  R   R  L  U L  L  U L  L ,  R   R ,  U †  m  / M  M   ,U M  U † U R m  L e ,  R L  L   LU L†   LU L† ,  R   R  m   ( mv / M  )  m Do photon tương tác với hệ Vì thay mD (7) vào (13), kết hợp với fermion A f a f a , nên xét đỉnh   ta hệ thức đơn giản M   M Nd  M sau: tương tác Higgs boson với fermion hệ H f a f a Các số hạng biểu thức (19) khai triển sau:  M  1 , U L  U R  U R  1,U L   m U L  i 2U   i 2M 1/2  * PMNS  RY  L   RY ( L  U L  L ),  v )1/2 M  1/2 ,U (m L   (  U  ) (20)  R m† L   R m L L  L  v )1/2 U * (m PMNS Thay biểu thức ma trận trộn theo (13), đồng thời giữ lại số hạng đóng góp vào trình rã xét, phần Lagrangian cần tính trong(17) (18) là: U R  (U R )   m M 2  m m M 1 (mT ) 1   2m D D   v  T H   H E[ PL gLH  PR gRH ]E , Lagrangian sở khối lượng: Sau chéo hóa ma trận khối lượng, Lagrangian sở khối lượng liên quan đến rã Higgs xét xác định sau: Phần tương tác Higgs-lepton-lepton thu từ tương tác Yukawa bao gồm số hạng cuối (3) số hạng sinh khối lượng lepton mơ hình chuẩn, Với E  (,  )T sở khối lượng bao gồm tất lepton mang điện mơ hình,   m g  (g )    i 2( M  m  v )1/2 U T PMNS  H L H † R Lagrangian cho tương tác với Z boson là: NC g  E  Z  ( PL gLNC  PR gRNC ) E , cW gLNC  U * ( M  1 m  v )1/2  i 2m PMNS  (22) 1 * T    2U PMNS mv M U PMNS M   đó, (23)  (  cW2 ) I    i  1 *  m  v )1/ M  U PMNS ( M    c I gRNC   W  (21) υ   , cW2 I  i   1/2 T  1  ( M  mv ) U PMNS M     cW I   (24) 128 Tạp chí Khoa học Trường Đại học Cần Thơ Tập 53, Phần A (2017): 125-132 đỉnh tương tác Z E i E j lấy trực tiếp từ Abada Từ tính tốn ta thấy tính q trình rã Higgs mơ hình Seesaw III, có et al (2007), tương tác Z boson với các đỉnh tương tác Higgs-boson với lepton bị quark hồn tồn trùng với mơ hình chuẩn Ở thay đổi so với mơ hình chuẩn Các đỉnh liên quan giữ lại số hạng lớn tính hệ số đỉnh đến hai q trình rã xét mơ hình liệt tương tác Ký kiệu sW  sin W cW  cos W kê Bảng 1, định nghĩa với W góc Weinberg, sW2  0.231 xác định sau: gVH, ,ANC  gRH , NC  gLH Các Bảng 1: Tương tác đóng góp vào rã bậc vịng h  2 , Z  , chuẩn unitary  Đỉnh Hệ số H q i qi  HW W  ig H Ei E j  imqi υ 2υ g  ig H [gV  gAH  ]ij υ Đỉnh Hệ số Z  qi qi ig   [(  sW2 Q qi )] cW Z  Ei E j ig   [gVNC  gANC  ]ij cW riêng phần cho trình rã có biểu thức sau (Abada et al., 2008; Fontes et al., 2014): ĐĨNG GĨP BẬC MỘT VỊNG VÀO RÃ h   VÀ h  Z   3.1 Hệ số cường độ rã nhánh 3.1.1 Quá trình rã Higgs thành hai photon SSIII ( h   )  G mh3 128 2 3   SSIII , SSIII (25)  W    f    a , Trước tiên ta xét rã h   mơ hình Seesaw III, giản đồ a) Hình cho đóng góp bậc vòng femion Bề rộng rã    a 1 Hình 1: Đóng góp fermion vào rã h  2 h  Z   f với  f  mh2 / (4m2f ) với i  f ,  a , W Các hàm W hệ số đóng góp từ fermion W boson vơ hướng A1/2 ( ) W có biểu thức tính sau: G  số Fermi; 2υ   mơ hình chuẩn; cịn a hệ số đóng góp  1/2 ( )  2[  (  1) f ( )] 2 , từ fermion nặng  f  N cf Q f2 A1/2 ( f ), a  W ( )  [2  3  3(2  1) f ( )] 2 (27) H V aa (g ) Q 2 a A1/ (  a ), m a Hàm f ( ) định nghĩa sau: 129 (26) Tạp chí Khoa học Trường Đại học Cần Thơ  arcsin   f ( )       1   i  ln    1   Tập 53, Phần A (2017): 125-132 riêng phần q trình rã nhánh h  Z  tính theo hệ thức sau (Abada et al., 2008; Fontes et al., 2014)   1,      1 (28)  SSIII ( h  Z  )  Bề rộng rã riêng phần cho trình rã h   tính mơ hình chuẩn, ký hiệu  SSIII (h   ) , có biểu thức tương tự (25) (Abada et al., 2008), cần thay biên độ rã  SM   f W với f lepton quark  64 (1  mZ2 Z  ) SSIII , mh2 Z SSIII  WZ  ( W , W )   cqZ  A1/ ( q , q ) q (30)   F1/2Z  (mE2i , mE2 j ), i , j 1 f SM Hệ số cường độ rã nhánh xác định sau:   SSIII (h   ) SSIII   SM    (h   ) SM G2 mW2  mh3 đó: cqZ   12 Qq cW gVq mq2 , với  i  4mi2 / mh2 , i  4mi2 / mZ2 , i  q,W , Ei (29) Bề rộng rã riêng phần SM,  ( h  Z  ), Z tính theo SM  WZ    c Zf  A1/ ( f ,  f ), f SM 3.1.2 Quá trình rã Higgs thành photon Z boson f SM fermion, c Z   N f c Giản đồ hình b) cho đóng góp bậc vịng fermion vào rã h  Z  Bề rộng rã Qf cW gVf m 2f Các hàm vô hướng định nghĩa sau:   s    s  2   WZ  ( ,  )  cW 4    I ( ,  )  1   W2     I1 ( ,  )   , c     cW        1/ ( ,  )  I1 ( ,  )  I ( ,  ), W W H NC H NC F1/Z2  [ mE j  gVij gVji  g Aij g Aji   C0  2C12  2C22  C2  C1  H NC H NC  mEi  gVij gVji  gAij gAji   2C12  2C22  3C2  C1 ], C0,k ,kl  C0,k ,kl (mE , mE , mE ),(k , l  1, 2) i j j Khác với SM, biểu thức (31) tính phần mềm Form (Vermaseren, 2000), có dạng phức tạp lepton ảo loop khác Trong trường hợp đặc biệt tương ứng với fermion SM: mE  mE  mf , gAH  0, gAH  mf hàm PV cho Phụ lục B Các hàm I1,2 cho (Djouadi et al., 1998) : i j gVNC  gVf   I 3f  2Q f sW2  / , ta thu kết   2  [ f ( 1 )  f ( 1 )] I1 ( ,  )  2(   ) 2(   ) hợp lý, phù hợp với (Djouadi et al., 1998), kiểm tra giải số từ looptools (Hahn & Perez-Victoria, 1999), cụ thể   [g ( 1 )  g ( 1 )], (   )  I ( ,  )   [ f ( 1 )  f ( 1 )], (32) 2(   )  (31) C0   1 I ( f ,  f ), 4(C12  C22  C2 )  I1 ( f ,  f ) m 2f mf Hệ số cường độ rã nhánh xác định sau: f ( ) cho (28), hàm g ( ) định nghĩa sau: Z    arcsin  ,  1  (33) g( )     1      i    ln   1      1 Z  SSIII (h  Z  ) SSIII  SM  Z  (h  Z  ) SM (34) 3.2 Kết khảo sát số Phần khảo sát số dựa giới hạn thực nghiệm công bố gần cho trình rã Higgs boson (Frascati et al., 2016) Thực 130 Tạp chí Khoa học Trường Đại học Cần Thơ Tập 53, Phần A (2017): 125-132 nghiệm đo giá trị phù hợp cường độ rã   1.140.19 , chưa xác định 0.18 kiện thực nghiệm dao động neutrino liệt kê (8), đồng thời khối lượng neutrino nhẹ phải thỏa mãn mn  1010 GeV kênh rã h  Z  Mức độ đóng góp hạt BSM vào tỉ lệ rã nói xác định độ sai lệch so với SM, định nghĩa theo hai đại lượng sau: 0.04        0.33,  Z    Z   (35) Giới hạn thực nghiệm cho khối lượng lepton nặng mE  540 GeV (Chatrchyan, 2012, ATLAS Collaboration, 2015) Theo cách tham số hóa thảo luận phần trên, ta thấy    Z  phụ thuộc vào hai tham số mE1 Các đóng góp phải nằm giới hạn thực nghiệm xác định 0.04    0.33 , mn1  Z  chưa đo thực nghiệm, đại lượng cần xác định báo Trong khảo sát này, chọn khối lượng lepton nặng mơ sau: mE  mE /  mE / Điều Hình 2:  Z  Trong khảo 10  mE1  10 [GeV] 10 sát 12 số, xét 1  mn1  10 [GeV] Kết khảo sát Hình theo hàm khối lượng lepton nặng mE1 (hình trái) neutrino nhẹ (hình phải) lượng lepton nặng dẫn đến kết mơ hình SSIII dự đốn hai kênh rã h   h  Z  có giá trị trùng khớp với dự đốn từ SM Vì vậy, kết thực nghiệm cho rã Higgs boson hai photon khơng loại trừ mơ hình SSIII Đồng thời, kết thực nghiệm thời gian tới cho rã Higgs photon Z boson không phân biệt hai mơ hình SM SSIII Ngồi kết nói trên, thảo luận biểu thức tính hai bề rộng rã nói áp dụng vào mơ hình chuẩn mở rộng khác Kết cho thấy  phụ thuộc mạnh vào mE1 mn1 Trong  Z  biến đổi phức tạp hơn: Nó khơng đổi mn1 đủ nhỏ mE1 đủ lớn Trong giới hạn thực nghiệm cho neutrino mn  1010 GeV, đóng góp  Z    (105 ) khơng phụ thuộc vào mE1 Trong    1011 mE  500 GeV Các đóng góp từ lepton nặng vào hai kênh rã nói nhỏ, nên mơ hình SSIII dự đốn kênh rã có giá trị gần trùng với dự đoán từ SM TÀI LIỆU THAM KHẢO Abada, A., Biggio, C., Bonnet, F., Gavela, M.B and Hambye, T., 2007 Low energy effects of neutrino masses Journal of High Energy Physics, 2007(12): 061 Abada, A., Biggio, C., Bonnet, F., Gavela, M.B and Hambye, T., 2008 μ→ e γ and τ→ l γ decays in the fermion triplet seesaw model Physical Review D, 78(3), p.033007 KẾT LUẬN Trong cơng trình này, khảo sát chi tiết đóng góp lepton nặng mơ hình SSIII vào hai kênh rã Higgs boson thực nghiệm tìm kiếm Kết khảo sát cho thấy: số liệu thực nghiệm neutrino khối 131 Tạp chí Khoa học Trường Đại học Cần Thơ Tập 53, Phần A (2017): 125-132 ATLAS Collaboration, 2012 Observation of a new particle in the search for the Standard Model Higgs boson with the ATLAS detector at the LHC, Phys Lett B716: 1–29, 1207.7214 ATLAS Collaboration, 2015 Search for heavy lepton resonances decaying to a Z boson and a CMS Collaboration, 2016 Overview of the Higgs boson property studies at the LHC Journal of High Energy Physics, (08): 045 Djouadi, A., Driesen, V., Hollik, W and Kraft, A., 1998 The Higgs-photon-Z boson coupling revisited The European Physical Journal C, 1(1-2): 163-175 Fontes, D., Romão, J.C., Silva, J.P., 2014 Large pseudoscalar Yukawa couplings in the Complex 2HDM JHEP, 1412 043 Hahn, T and Perez-Victoria, M., 1999 Automated one-loop calculations in four and D dimensions Computer Physics Communications, 118(2-3): 153-165 Patrignani, C et al., (Particle Data Group), 2016 Review of Particle Physics Chinese Physics C, 40, 100001 Vermaseren, J A M., 2000 New features of FORM arxiv: math-ph/0010025 lepton in pp collisions at s = TeV with the ATLAS detector, JHEP1509 108 Bizot, N., & Frigerio, M., 2016 Fermionic extensions of the Standard Model in light of the Higgs couplings Journal of High Energy Physics, 2016: 036 Casas, J A; Ibarra, A., 2001 Oscillating neutrinos and μ→e,γ Nucl Phys B, 618, 171 Chatrchyan, S., Khachatryan, V., Sirunyan, A.M et al., 2012 Observation of a new boson at a mass of 125 GeV with the CMS experiment at the LHC Physics Letters B, 716(1): 30-61 132 ... SSIII , SSIII (25)  W    f    a , Trước tiên ta xét rã h   mơ hình Seesaw III, giản đồ a) Hình cho đóng góp bậc vịng femion Bề rộng rã    a 1 Hình 1: Đóng góp fermion vào rã. .. trình rã có biểu thức sau (Abada et al., 2008; Fontes et al., 2014): ĐÓNG GĨP BẬC MỘT VỊNG VÀO RÃ h   VÀ h  Z   3.1 Hệ số cường độ rã nhánh 3.1.1 Quá trình rã Higgs thành hai photon SSIII... 1010 GeV, đóng góp  Z    (105 ) không phụ thuộc vào mE1 Trong    1011 mE  500 GeV Các đóng góp từ lepton nặng vào hai kênh rã nói nhỏ, nên mơ hình SSIII dự đốn kênh rã có giá trị