ANL-HEP-PR-07-19
EFI-07-07
FERMILAB-PUB-07-074-T
Challenges for MSSM Higgs searches at Hadron
Colliders
M. Carenaa, A. Menonb,c and C.E.M. Wagnerb,c,d
aTheoretical Physics Dept., Fermi National Laboratory, Batavia, IL 60510
bHEP Division, Argonne National Laboratory, 9700 Cass Ave., Argonne, IL 60439, USA
cEnrico Fermi Inst., Univ. of Chicago, 5640 S. Ellis Ave., Chicago, IL 60637, USA
dKICP and Dept. of Physics, Univ. of Chicago, 5640 S. Ellis Ave.,Chicago IL 60637, USA
November 7, 2018
Abstract
In this article we analyze the impact of B-physics and Higgs physics at LEP on
standard and non-standard Higgs bosons searches at the Tevatron and the LHC, within
the framework of minimal flavor violating supersymmetric models. The B-physics
constraints we consider come from the experimental measurements of the rare B-decays
b → sγ and Bu → τν and the experimental limit on the Bs → µ+µ− branching
ratio. We show that these constraints are severe for large values of the trilinear soft
breaking parameter At, rendering the non-standard Higgs searches at hadron colliders
less promising. On the contrary these bounds are relaxed for small values of At and
large values of the Higgsino mass parameter µ, enhancing the prospects for the direct
detection of non-standard Higgs bosons at both colliders. We also consider the available
ATLAS and CMS projected sensitivities in the standard model Higgs search channels,
and we discuss the LHC’s ability in probing the whole MSSM parameter space. In
addition we also consider the expected Tevatron collider sensitivities in the standard
model Higgs h → bb̄ channel to show that it may be able to find 3 σ evidence in the
B-physics allowed regions for small or moderate values of the stop mixing parameter.
http://arxiv.org/abs/0704.1143v2
1 Introduction
Over the last twenty years, the Standard Model (SM) has provided an exceptionally accurate
description of all high energy physics experiments – whether they be electroweak precision
or flavor physics observables. The only part of the Standard Model that remains to be tested
is the mechanism for electroweak symmetry breaking. In the Standard Model, electroweak
symmetry breaking is achieved by the scalar Higgs field acquiring a vacuum expectation
value (vev), thereby giving mass to the quarks, leptons and gauge bosons. However, this
mechanism for electroweak symmetry breaking has a problem in that the Higgs potential is
unstable with respect to radiative corrections, that is the scalar Higgs mass gets radiative
corrections proportional to the cutoff due to fermion and boson loops. A number of extensions
of the Standard Model have been suggested to try to alleviate this problem. Supersymmetry
is one of the most promising of these extensions of the SM, in which every SM fermion
(boson) has a spin-0 (spin-1/2) super-partner.
The minimal supersymmetric extension of the Standard Model or MSSM, with gauge
invariant SUSY breaking masses of the order of 1 TeV, predicts an extended Higgs sector
with a light SM-like Higgs boson of mass lower than about 130 GeV [1]–[12] that is in
good agreement with precision electroweak measurements. However the flavor structure of
these SUSY breaking masses is not well understood. If there are no tree-level flavor changing
neutral currents associated with the gauge and super-gauge interactions, the deviations from
SM predictions are small. Such small deviations can be achieved if the quark and squark
mass matrices are block diagonalizable in the same basis (an example is flavor blind squark
and slepton masses). The flavor violating effects in these minimal flavor violating models
are induced by loop factors proportional to CKM matrix elements as in the Standard Model.
The B-physics properties of these kinds of supersymmetric extensions of the SM have been
studied in great detail in Refs. [13]–[20].
The recent improvements in our understanding of B-physics observables have put inter-
esting constraints on Higgs searches in the MSSM at the Tevatron and LHC colliders. In
Ref. [21] we analyzed the constraints that the non-observation of the Bs → µ+µ− rare decay
and the measurement of the b → sγ rare decay put on non-standard model Higgs searches
at hadron colliders. In this article, we additionally explore the regions of SUSY parameter
space that can be probed in SM-like Higgs searches for different benchmark scenarios. We
also extend our analysis in the B-physics sector to include the additional information coming
from the recent measurement of BR(Bu → τν) at Belle [22] and Babar [23]. We find an
interesting region of parameter space (i.e. large values of the Higgsino mass parameter µ and
moderate values of the stop mixing parameter Xt) for which non-standard Higgs searches
are not strongly constrained by B-physics. In particular, we find that scenarios with small
stop mixing, like the so called minimal mixing scenario [24], and large Higgsino parameter µ
look very promising for the Tevatron and the LHC. B-physics constraints in these scenarios
seem to allow the region around a CP-odd Higgs mass MA ∼ 160 GeV and tanβ ∼ 50
(where tanβ = v2/v1 is the ratio of the two Higgs vev’s), which can be easily probed at the
Tevatron in the near future. For non-standard Higgs searches we show the present D0 [25]
and CDF [26] excluded regions in the MA − tan β plane with 1 fb −1 of data in the ττ inclu-
sive channel and the Tevatron and LHC available projections for 4 fb−1 and 30 fb−1 [27, 28]
respectively, that depend only slightly on the other low energy SUSY parameters. Small
to moderate MSSM Higgs masses are also interesting from the point of view of direct dark
matter detection experiments, since in that case t-channel Higgs exchange contributes im-
portantly to neutralino dark matter scattering off nuclei. This contribution implies a strong
connection between the constraints on SUSY parameters from direct dark matter searches
and non-standard MSSM Higgs searches at colliders. In particular, the present direct de-
tection limits on neutralino dark matter within the MSSM puts strong constraints on Higgs
searches unless the Higgsino component of the neutralino is quite small (i.e. large values of
µ), independent of the stop sector parameters [29].
This article is organized as follows. In section 2, we define our theoretical setup for both
the B-physics constraints and Higgs searches within the MSSM. In section 3, we discuss
representative benchmark scenarios that have different properties for B-physics and Higgs
searches. We show that within the MSSM there is a strong complementarity between the
constraints coming from non-standard Higgs searches and rare B-decays. Taking into account
these constraints we study the potential for standard model like Higgs boson discovery at the
Tevatron and the LHC [27, 28]. For the Tevatron Higgs searches we assumed, conservatively,
a final Tevatron luminosity of 4 fb−1, while for Higgs searches at LHC, in the early phase,
we used the expected 30 fb−1 luminosity estimates. Finally we conclude in section 4.
2 Theoretical Setup
2.1 Higgs Searches and Benchmark Scenarios
2.1.1 Couplings and Masses of the Higgs Sector in the MSSM
In the MSSM there are three neutral scalar Higgs fields. Assuming no extra sources of CP
violation in the MSSM beyond that of the SM, there are two CP-even Higgs bosons which
are admixtures of the real neutral H01 and H
2 components
− sinα cosα
cosα sinα
and an additional CP-odd Higgs field A, where α is the mixing angle that diagonalizes the
CP-even Higgs mass matrix. The tree-level Higgs couplings to the SM fermions and gauge
bosons are given by [30, 31]
(φdd̄)SM ((φuū)SM)
(hdd̄)MSSM ((huū)MSSM)
(Hdd̄)MSSM ((Huū)MSSM)
(Add̄)MSSM ((Auū)MSSM)
− sinα/ cos β (cosα/ sinβ)
cosα/ cosβ (sinα/ sinβ)
tan β (cotβ)
(φV V )SM
(hV V )MSSM
(HV V )MSSM
(AV V )MSSM
sin(β − α)
cos(β − α)
 (2)
where V can be either the Z or W vector boson. At moderate or large values of tanβ, one of
the two CP-even Higgs bosons tends to couple strongly to the gauge bosons while the other
one only couples weakly. We will denote the Higgs boson that couples to the gauge bosons
the strongest as SM-like. The CP-odd and the other CP-even Higgs bosons are denoted as
non-standard and have tanβ enhanced couplings to the down quarks and leptons (see Eq. 2).
The identification of the SM-like Higgs depends critically on the size of the pole mass of
the pseudo-scalar Higgs MA. For large values of MA, the lighter Higgs becomes SM-like and
its mass has the approximate analytic form [1, 2, 3]
(Mmaxh )
2 = M2Z cos
2(2β)(1−
8π2v2
4π2v2
X̃t + t +
− 32πα3
(X̃tt+ t
, (3)
where X̃t =
, Xt = At − µ/ tanβ, t = log
and MSUSY is the
geometric mean of the stop masses. In Eq. (3), we have included the leading two-loop
radiative corrections from the stop sector but we have not included the two-loop corrections
associated with the relation between the top quark mass and the top Yukawa coupling at the
stop mass scale, that depends on the relative sign of the gluino mass and Xt [6]. At values
of the CP-odd Higgs boson mass MA less than m
h and large values of tanβ, α ∼ β and
the heavier CP-even Higgs is SM-like with mass given approximately by Eq. (3).
2.1.2 SM-like Higgs Boson Searches
The CMS and ATLAS collaborations have calculated the signal significance curves for stan-
dard model Higgs detection at the LHC. Due to the modified Higgs couplings in the MSSM,
for the same Higgs masses, these estimates can change significantly with changes in the su-
persymmetric mass parameters. To quantify when the significance will be either enhanced
or reduced we consider the quantity [30, 31]
σ(PP̄ → Xφ)MSSMBR(φ → Y )MSSM
σ(PP̄ → Xφ)SMBR(φ → Y )SM
where X are particles produced in association with the Higgs and Y are SM decay products
of the Higgs1. As the predicted SM-like Higgs mass range within the MSSM is less than or
about 130 GeV, we only consider the light Higgs production and decay channels qq̄φ → qq̄τ τ̄
and φ → γγ at the LHC and W/Zφ(φ → bb̄) at the Tevatron. At a luminosity larger than
30 fb−1 at the LHC, the tt̄φ will become effective. However as we are considering only the
early phase of the LHC we will not study this process.
For the qq̄φ → qq̄τ τ̄ channel the Higgs is produced dominantly by weak-boson fusion.
Hence, the tree-level production cross-section is proportional to the square of the (φV V )SM
1For the region of parameter space we study only standard model decays are open.
coupling in Eq. (2), which implies that the ratio of production cross-sections in Eq. (4) is
proportional to sin2(β − α)(cos2(β − α)) when MA is larger (smaller) than Mmaxh . At large
tan β and MA > M
h (MA < M
h ) the Higgs mixing angle sinα ∼ −1/ tanβ (cosα ∼
1/ tanβ). Hence, in this region of the MA − tan β plane the (hV V )MSSM ((HV V )MSSM)
couplings are very close to their SM values. Therefore at large tan β and small or large values
of MA, compared to M
h , the ratio σ(PP̄ → Xφ)MSSM/σ(PP̄ → Xφ)SM is close to one.
For φ → γγ channel the Higgs is mainly produced through gluon fusion which is induced
by third generation quark and squark loops. For squark masses greater than 500 GeV, like
those we are considering in this paper, the squark contributions are small and the SM-like
Higgs has a production cross-section similar to that of the standard model Higgs.
Whenever MA is comparable to the SM-like Higgs mass, |MA −mmaxh | ∼< 10 GeV, both
the CP-even Higgs bosons acquire similar masses and have non-standard gauge and yukawa
couplings. Hence for each of these channels we follow the prescription given in Ref. [30] and
sum the contributions from both the CP-even Higgs states so that
σ(PP̄ → Xh)MSSMBR(h → Y )MSSM + σ(PP̄ → XH)MSSMBR(H → Y )MSSM
σ(PP̄ → Xφ)SMBR(φ → Y )SM
, (5)
because we assume that the two signals cannot be separated.
If MA is larger (smaller) than M
h and the loop corrections to the off-diagonal elements
of the CP-even Higgs mass matrix are small, then the large tan β induced corrections do
not enhance or reduce the hbb̄ (Hbb̄) or hτ τ̄ (Hττ̄ ) couplings and they remain Standard
Model like. Hence, in these regions of parameter space the branching ratios into either b’s
or τ ’s are close to their Standard Model values. The φγγ coupling is induced through quark
loops and hence is generally small. However, in scenarios where the φbb̄ and φττ̄ couplings
are suppressed, like for example if there is a cancellation of the off-diagonal CP-even mass
Higgs matrix element due to radiative effects, the φ → γγ branching ratio can be relatively
enhanced. We shall discuss this case in section 3.3.
2.1.3 Non-standard Higgs Boson Searches
At large tan β the non-standard Higgs bosons are produced in association with bottom quarks
or through gluon fusion. For both of these processes, at large tan β, the relevant coupling is
the bottom Yukawa coupling [24, 32]. Therefore including the relevant large tanβ radiative
correction we find the production cross-section is proportional to the square of the bottom
Yukawa y2b = (y
2 tan2 β/(1 + ǫ3 tanβ)
2, where the precise definition of this loop induced
correction is given in Eq. (15). In addition, at large tan β [24, 32] the branching ratio of the
decay of the non-standard Higgs boson into ττ is approximately given by
Br(A,H → τ+τ−) ≃ (1 + ǫ3 tanβ)
(1 + ǫ3 tan β)2 + 9
. (6)
Hence the total production rate of the CP-odd Higgs boson at large tan β is
σ(gg, bb̄ → A)× BR(A → τ+τ−) ∼ σ(gg, bb̄ → A)SM
tan2 β
(1 + ǫ3 tanβ)2 + 9
. (7)
Therefore we can define a ratio similar to Eq. (4)
σ(gg, bb̄ → A)MSSMBR(A → τ+τ−)MSSM
σ(gg, bb̄ → φ)SMBR(φ → τ+τ−)SM
∼ tan
(1 + ǫ3 tan β)2 + 9
and a analogous expression holds for the CP-even non-standard Higgs boson production and
decay rates.
2.2 B Physics Observables and Limits
We will consider the four B physics observables: BR(Bs → µ+µ−), ∆Ms, BR(b → sγ) and
BR(Bu → τν) within the minimal flavor violating MSSM.
2.2.1 BR(Bs → µ+µ−)
In the Standard Model the relevant contribution to the Bs → µ+µ− process comes through
the Z-penguin and the W-box diagrams which have the analytic form [18, 33]
BR(Bs → µ+µ−)SM =
MBsτBsF
|VtbVts|2
10(xt) (9)
where τBs is the mean lifetime, FBs is the decay constant of the Bs meson, xt = mt/MW and
C10(x) = b0(x)− c0(x) (10)
c0(x) =
3x+ 2
(x− 1)2
ln(x)
b0(x) =
(x− 1)2
ln(x)
. (12)
Therefore the predicted SM value comes out to be [18, 33]
BR(Bs → µ+µ−)SM = (3.8± 0.1)× 10−9. (13)
However in the presence of supersymmetry at large tanβ, there are significant contributions
from Higgs mediated neutral currents, which have the form [15, 16]
BR(Bs → µ+µ−) = 3.5× 10−5
1.5ps
230MeV
]2 [ |Vts|
0.040
(16π2ǫY )
(1 + ǫ3 tanβ)2(1 + ǫ0 tanβ)2
where
ǫ3 = ǫ0 + y
t ǫY . (15)
The gluino loop factor ǫ0 and the chargino-stop loop factor ǫY are given by
M3µC0(m
,M23 ) (16)
AtµC0(m
, µ2) (17)
respectively, where m
is the ith sbottom mass, mt̃i is the i
th stop mass, M3 is the gluino
mass, µ is the higgsino mass parameter, At is the soft SUSY breaking stop trilinear parameter
C0(x, y, z) =
(x− y)(z − y)
log(y/x) +
(x− z)(y − z)
log(z/x). (18)
The present experimental exclusion limit at 95% C.L. from CDF [34] is
BR(Bs → µ+µ−) ≤ 1× 10−7, (19)
which puts strong restrictions on possible flavor changing neutral currents in the MSSM at
large tanβ. Additionally, if no signal is observed, the projected exclusion limit, at 95% C.L.,
on this process for 4 fb−1 at the Tevatron is [27]
BR(Bs → µ+µ−) ≤ 2.8× 10−8. (20)
Similarly, if no signal is observed at the LHC, the projected ATLAS bound at 10 fb−1 is [35]
BR(Bs → µ+µ−) ≤ 5.5× 10−9. (21)
Therefore considering Eq. (14) in the absence of a signal, these experiments will put very
strong constraints on the allowed MSSM parameter space. In addition, LHCb has the po-
tential to claim a 3σ (5σ) evidence (discovery) of a standard model signature with as little
as ∼ 2fb−1(6fb−1) of data [36].
2.2.2 ∆Ms
In the Standard Model the dominant contribution to ∆Ms comes from W-top box diagrams
that have the analytical form [15, 16]
∆Ms =
MBsη2F
B̂Bs|Vts|2S0(mt) (22)
where MBs is the Bs meson mass, B̂Bs is the Bs bag parameter, η2 is the NLO QCD factor
S0(mt) ≃ 2.39
167GeV
)1.52
. (23)
The updated theoretical predictions from the CKMfitter and UTFit groups are slightly
different. The UTFit group finds the 95 % C.L. range [37]
(∆Ms)
SM = (20.9± 2.6)ps−1 (24)
which is consistent with the CKMfitter groups’ 2σ range [38]
13.4 ps−1 ≤ (∆Ms)SM ≤ 31.1 ps−1 (25)
and central value of 18.9 ps−1.
About a year ago, the D0 collaboration reported a signal consistent with values of ∆Ms
in the range
21 (ps)−1 > ∆Ms > 17 ps
−1 (26)
at the 90 % C.L. [39]. More recently, the CDF collaboration has made a measurement, with
the result [40]
∆Ms = (17.77± 0.10(stat)± 0.07(syst))ps−1. (27)
The large theoretical uncertainties and the precise experimental value suggest that small
or moderate negative contributions to ∆Ms may be easily accommodated. As shown in
Refs. [14, 15, 16, 18] for large tan β and uniform squark masses one obtains negative contri-
butions to ∆Ms that are well approximated by
(∆Ms)
DP = −12.0ps−1
230MeV
m̄b(µs)
3.0GeV
m̄s(µs)
0.06GeV
m̄4t (µs)
(16π2ǫ2Y )
(1 + ǫ3 tan β)2(1 + ǫ0 tanβ)
. (28)
In the next section we will discuss the interplay between the BR(Bs → µ+µ−) in Eq. (14)
and ∆Ms in Eq. (28) within the framework of minimal flavor violating MSSM.
2.2.3 BR(b → sγ)
The next B-physics process of interest is the rare decay b → sγ. The world experimental
average of the branching of this rare decay is [41, 42]
BR(b → sγ)exp = (3.55± 0.24+0.09
−0.10 ± 0.03)× 10−4. (29)
This experimental result is close to the SM central value and so puts constraints on flavor
violation in any extension of the Standard Model. However, the theoretical uncertainties in
the Standard Model for this process are quite large [42]
BR(b → sγ)SM = (2.98± 0.26)× 10−4. (30)
Using the experimental and SM ranges for the BR(b → sγ) we find the 2σ allowed range is
0.92 ≤ BR(b → sγ)
BR(b → sγ)SM
≤ 1.46. (31)
This bound is appropriate for constraining new physics contributions due to the cancellation
of the dominant uncertainties coming from infrared physics effects.
In minimal flavor violating MSSM there are two new contributions from the charged
Higgs and the chargino-stops diagrams. The charged Higgs amplitude, including the stop
induced two-loop effects, is proportional to the factor [43, 44]
AH+ ∝
1− 2αs
µM3 tan β
cos2 θt̃C0(m
,M23 ) + sin
2 θt̃C0(m
,M23 )
1 + ǫ3 tanβ
, (32)
where θt̃ is the stop mixing angle. The chargino-stop amplitude has the form [43, 44]
Aχ− ∝
µAt tan β
1 + ǫ3 tan β
, m2χ−). (33)
where f(m2
, mχ̃−) ∼ 1/max(m2t̃1 , m
) is the one-loop factor that depends on the stop
masses and the chargino mass. The specific dependences of these amplitudes on MSSM
parameters are important in understanding the constraints on the SUSY contributions to
BR(b → sγ), which will be discussed below.
2.2.4 BR(Bu → τν)
The final B-physics observable of interest is the process Bu → τν which the Belle experi-
mental collaboration finds to be [22]
BR(Bu → τν)Belle = (1.79+0.56
−0.49(stat)
+0.46
−0.51(syst))× 10−4, (34)
while the Babar collaboration finds a value [23]
BR(Bu → τν)Babar = (0.88+0.68
−0.67(stat)± 0.11(syst))× 10−4. (35)
The two values are within 2σ of each other and both of them are consistent with the standard
model prediction. The average of these two experiments is [37]
BR(Bu → τν)Exp = (1.31± 0.48)× 10−4. (36)
The Standard Model contribution is mediated by the W-boson and has the generic
form [45]
BR(Bu → τν)SM =
G2FmBm
F 2B|Vub|2τB (37)
βtan(  )
M   = 150 GeVA X  = 1 TeVt
M   = 150 GeVA X  = 0 TeVt
M   = 250 GeVA X  = 1 TeVt
M   = 250 GeVA X  = 0 TeVt
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
Allowed by Inclusive V
Allowed by UTfit V
 10  20  30  40  50  60  70  80  90  100
Figure 1: The green(grey) hatched area is the 2σ allowed region of the ratio RBτν if the
fitted value of |Vub| is used to calculate the standard model prediction of the Bu → τν decay
rate. The yellow(light grey) is corresponding region if the inclusive determination of |Vub| is
used instead of the fitted value. The solid (dashed) lines show the variation of RBτν with
respect to tanβ for MA = 150GeV(250GeV), while the red (grey) color and blue (dark grey)
color correspond to Xt = 0 and Xt = 1 TeV respectively.
and using the UTFit fitted value for |Vub| = (3.68 ± 0.14) × 10−3 (which is also in good
agreement with the CKMfitter value [38]), τB and the extracted value of FB = 0.237 ±
0.037 GeV leads to the value [37]
BR(Bu → τν)SM = (0.85± 0.13)× 10−4. (38)
Observe, however that the value of |Vub| = (4.49 ± 0.33) × 10−9, extracted from inclusive
semileptonic decays is higher and leads to the standard model prediction BR(Bu → τν)SM =
(1.39± 0.44)× 10−4 [37].
In the MSSM there is an extra contribution due to the charged Higgs which interferes
destructively with the SM contribution, so that at large tanβ the ratio of the two is [45, 46,
RBτν =
BR(Bu → τν)MSSM
BR(Bu → τν)SM
tan2 β
1 + ǫ0 tanβ
. (39)
Now assuming a 2σ deviation in Eq. (36) and Eq. (38) that is due to the charged Higgs
contribution, we find the allowed range of values for this ratio to be
0.32 ≤ RBτν ≤ 2.77. (40)
However as discussed above, if the inclusive determination of |Vub| is used instead of the
fitted value we get a different range of allowed values for RBτν . In Fig. 1 we show the effect
of choosing the |Vub| inclusive value over the fitted value. The green (grey) hatched region
is allowed if we use the fitted value of |Vub| while the yellow (light grey) region is allowed
if we use the extracted value of |Vub| from inclusive semileptonic b-decays. From Fig.1 we
can see that if MA = 150 GeV and Xt = 0 the allowed values are tanβ ∼ 10 − 25 and
tan β ∼ 53 − 70 using the fitted value of |Vub|, while using the inclusive value of |Vub| we
find 10 ∼< tan β ∼< 37 or 43 ∼< tan β ∼< 63. Therefore, when we project this constraint
onto the MA − tan β plane the allowed regions are significantly different, especially at larger
values of MA. In particular the region of intermediate tan β that is excluded by the Bu → τν
constraint is much smaller if we use the inclusive value of |Vub| instead of the fitted value
because the lower bound on RBτν is smaller for the value extract from inclusive b-decays.
Whenever we consider the constraint on the Bu → τν rate in this paper we will use the fitted
values, so expect our bounds to be quite conservative and one could enlarge the B physics
allowed region by going to larger values of |Vub|.
3 B physics constraints and Higgs searches at hadron
Colliders
In this section we shall use the above B physics limits and Higgs search capabilities to put
constraints on the allowed regions of MSSM parameter space. In particular we project these
constraints onto the MA − tan β plane. We also assume that all the squark masses are
uniform and denoted by MSUSY , 2M1 = M2 = 500 GeV and we use the central value for the
top-quark measured, at the Tevatron to bemt = 170.9±1.8 GeV [48]. Within this framework
we study four benchmark scenarios by varying the parameters µ, Xt = At−µ/ tanβ, MSUSY
and M3. We numerically calculate the ratio r, defined for non-standard Higgs searches in
Eq. (8), using the CPsuperH program [49]. To estimate the present excluded region and the
projected Tevatron reach we used the 1 fb−1 CDF results presented in Ref. [26], the projected
4 fb−1 curves from Ref. [27] and the 1 fb−1 D0 results from Ref. [25] for the maximal mixing
scenario with µ ∼ −200 GeV. To estimate the LHC reach we used the results for the maximal
mixing scenario with µ ∼ −200 GeV in Fig. 6 of Ref. [24], which is based on the study in
Ref. [50]. Using Eq. (8), each of these curves are rescaled for each of the different parametric
scenarios we consider in this paper. Let us stress that the results of Ref. [50], we are using,
are in reasonably good agreement with the latest CMS studies for different τ decay final
states, which include a full detector simulation [51, 52, 53, 54].
For the SM-like Higgs searches at 30 fb−1, we used the CMS and the ATLAS studies
shown in Ref. [28, 50] to estimate the signal significance in the h → ττ and h → γγ channel.
We used CPsuperH [49] to calculate the relevant branching ratios and couplings needed to
estimate the value of R in Eq. (4). For the Tevatron searches we used the updated values of
the luminosity needed to discover a Standard Model Higgs, from Ref. [55], to estimate the
variation of signal significance with respect to SM Higgs mass at 4 fb−1 for each experiment.
The projections at the Tevatron assume an improvement in the sensitivity of detectors along
with a basic increase in the luminosity [55].
Before presenting our analysis, let us stress that, from the form of the double penguin
contribution to ∆Ms in Eq. (28) and the large tanβ contribution to BR(Bs → µ+µ−) in
AM  (GeV)
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
Figure 2: The red (grey) region, in all four figures, is excluded by the CDF experiment’s
search for non-standard Higgs bosons in the inclusive A → τ+τ− channel at 1 fb−1 luminosity.
The dotted line shows the corresponding D0 excluded region at 1 fb−1. (a) The solid and
dashed lines represent the future reach for the Tevatron (at 4 fb−1)and LHC (at 10 fb−1
for Bs → µ+µ− and at 30 fb−1 for A → τ+τ−) respectively, where the red (dark gray)
lines correspond to the non-standard Higgs search reaches in the H → ττ channel while the
black lines are the projected BR(Bs → µ+µ−) bounds for µ = −100 GeV, Xt = 2.4 TeV,
MSUSY = 1 TeV and M3 = 0.8 TeV. The green (gray) hatched regions are those allowed
by the present B-physics constraints on the Bu → τν b → sγ and Bs → µ+µ− branching
ratios. (b) and (c) For the same SUSY mass parameters the yellow (light gray) area is the 5σ
discovery region in the h → γγ channel, while the green (gray) hatched area is the same for
the h → ττ channel for the CMS and ATLAS experiments respectively at 30 fb−1. (d) Green
(gray) hatched region is the 3σ evidence region for the SM-like Higgs searches (at 4 fb−1) at
the Tevatron. (b)–(d) The areas surrounded by the dashed black curves correspond to the
regions allowed by present B-physics constraints.
Eq. (14), it is clear that the two quantities are greatly correlated. As we shown in Ref. [15, 16]
for the case of uniform squark masses, Eq. (14) and Eq. (28) imply that
|(∆Ms)SUSYDP |
BR(Bs → µ+µ−)SUSY
∼ 0.034(ps)
tan β
. (41)
Notice that the only SUSY parameters this ratio depends on are MA and tan β. Considering
the present experimental limit on BR(Bs → µ+µ−) in Eq. (19), we showed in Ref. [21] that,
as is apparent in Eq. (41), the double penguin contributions to ∆Ms can be at most a few
ps−1 for MA < 1 TeV. As these corrections are negative with respect to the SM contribution,
they make the theoretical predictions agree slightly better with the experimentally measured
value. However given that the theoretical errors in Eq. (24) and Eq. (25) are large and the
SUSY contributions are small, the ∆Ms measurement only puts a very weak constraint on
Higgs searches once the Bs → µ+µ− bound is imposed.
3.1 Large to moderate Xt and small µ
This scenario is a modified version of the one called maximal mixing because we chose the
sign of AtM3 to be negative. This choice of sign tends to reduce the value of the SM-like Higgs
mass making it easier for the Tevatron collider to possibly probe this scenario. On the other
hand the change in the sign of M3 with respect to that in the maximal mixing scenario [24]
does not significantly affect B-physics constraints and the non-standard Higgs boson search
limits, as can be seen in Fig.9(a) of Ref. [21]. The SM-like Higgs mass depends strongly on the
stop mixing parameter Xt, and it attains its maximum value for Xt ∼
6MSUSY = 2.4 TeV.
For these values of Xt, small µ and small MA, which can be probed at the Tevatron, we need
the sign of µAt to be negative so that the stop-chargino contribution to b → sγ amplitude
in Eq. (33) cancels against that of the charged Higgs in Eq. (32) [21]. The Bs → µ+µ−
constraint in this scenario is quite strong because the Bs → µ+µ− branching ratio in Eq. (14)
is proportional to At, which is large, and in the denominator the factor 1 + ǫ3 tan β ∼ 1, as
the ǫ3 loop-factor is small. The Bu → τν constraint has two allowed regions related to the
two possible signs of the amplitude, as can be seen in Eq. (39). At low values of tan β and
large values of MA the SM contribution dominates, while at complementary values of MA
and tanβ the SUSY contribution dominates.
In Fig. 2 (a) the present limit on the Bs → µ+µ−, and the measurements of the b →
sγ and Bu → τν decay rates allow the green (gray) hatched region for Xt = 2.4 TeV,
M3 = −800 GeV, MSUSY = 1 TeV and µ = −100 GeV. The red (dark gray) region is
excluded by the CDF experiment’s non-standard Higgs search in the inclusive τ+τ− decay
mode. The dotted red (dark grey) is the corresponding excluded region according to the D0
collaboration. The red (dark gray) solid and dashed curves show the regions that can be
excluded by non-standard Higgs searches at the Tevatron for a future luminosity of 4 fb−1
and at the LHC for a luminosity of 30 fb−1 respectively. The black solid and dashed curves
corresponds to the future Bs → µ+µ− limits for the Tevatron at a luminosity of 4 fb−1
and the LHC at a luminosity of 10 fb−1 shown in Eq. (20) and Eq. (21) respectively. A
AM  (GeV)
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
Figure 3: (a)–(d) The lines and the colors correspond to the same quantities as in Fig. (2),
where the SUSY parameters are the same except for Xt = 1 TeV.
reach similar to Eq.(21) and comparable to the standard model prediction is expected at
LHCb with only a few fb−1 of data [36]. As the B-physics allowed region corresponds to
large values of MA and small values of tanβ, the SM contribution to the amplitude of the
Bu → τν process is larger than the SUSY contribution to the same amplitude. The region
where the SUSY contribution to the amplitude of the Bu → τν process is larger than the
SM contribution is excluded by the present bounds on the Bs → µ+µ− branching ratio in
Eq. (19).
As we found in Ref. [21] the maximal mixing scenario is strongly constrained by B-
physics and the addition of the Bu → τν limit makes these constraints even stronger. For
these values of SUSY parameters B-physics constraints prefer low to moderate values of
tan β. In addition the Tevatron will find it difficult to discover a non-standard Higgs boson
for this scenario. Moreover, the LHC at a luminosity of 30 fb−1 will only be able to probe a
very small portion of the B-physics allowed parameter space in the A/H → ττ channel.
In Fig. 2 (b and c) we show the parts of the MA − tanβ that can be probed in Standard
Model Higgs searches at the CMS and ATLAS experiments, respectively. The yellow (light
gray) regions are those that can be probed in h → γγ channel while the green (dark gray)
hatched regions can be probed in h → ττ channel with a luminosity of 30 fb−1 at 5 σ.
Present available studies with the ATLAS detector show that it will be able to probe all of
the B-physics allowed region. According to the new analysis shown in Ref. [28], the CMS
detector may not be able to probe the region of moderate MA in the h → ττ channel.
However due to a significant improvement in the CMS sensitivity in the γγ channel a large
portion of the B-physics allowed region can still be probed. If the sign of AtM3 were positive
the qualitative features of the CMS reach and ATLAS reach would remain the same.
In Fig. 2 (d) we show the region of the MA − tan β plane that the Tevatron can probe
in the h → bb̄ channel with a luminosity of 4 fb−1 per experiment and a signal significance
of 3 standard deviations. For the modified maximal mixing scenario the region that can be
probed is relatively large compared to the standard one [24, 32], because the sign of AtM3
is negative. For negative AtM3 the maximum SM-like Higgs boson mass is approximately
∼ 125 GeV compared to the standard maximal mixing scenario which has 130 GeV as the
maximum Higgs mass [49].
In Fig. 3 we show the effect of going to a lower value of stop mixing parameterXt = 1 TeV.
There are two disconnected B-physics allowed regions for these SUSY parameters shown in
Fig. 3 (a). There is a tiny upper region at around (MA, tanβ) ∼ (150 GeV, 43) and a much
larger lower tan β region where all the B physics constraints are just satisfied. In the upper
region the SUSY contribution to the amplitude of the Bu → τν rate is larger than the SM
contribution to the same process, while in the lower region the opposite is true. The area
between these two regions is excluded because the ratio RBτν in Eq. (40) is below the 2σ
bound. The reach via SM-like Higgs searches for these SUSY parameters, are similar to the
maximal mixing scenario. CMS has difficulties seeing the SM-like Higgs in part of the regions
allowed by B-physics constraints, but the ATLAS experiment will cover all of MA − tanβ
plane. The Tevatron experiments may now cover the whole allowed region of the MA− tanβ
plane at 3σ.
3.2 Large µ and small or negligible Xt
For the minimal mixing scenario, Xt is equal to zero and the chargino-stop contribution to
the b → sγ process is small. Due to a reasonable agreement between the Standard Model
prediction and the experimental measurement of the b → sγ rate, we need the charged Higgs
contribution in Eq. (32) to be small. For a light charged Higgs, this requirement can be
achieved by going to large values of µ, M3 and tan β because of a cancellation between the
tree-level term and the loop induced term in Eq. (32). Since At is small, the Bs → µ+µ−
limit puts a weak constraint on the MA − tan β plane. Additionally, for these values of
parameters the usual bound on tanβ that comes from requiring that yb be perturbative up
to the GUT scale may be relaxed: Since the bottom Yukawa has the form
2mb tan β
v(1 + ǫ3 tanβ)
and as ǫ3 tanβ needs to be real, positive and of order one, for the above cancellation in the
charged Higgs amplitude to occur2, the denominator suppresses the bottom Yukawa coupling
for large values of tan β.
The SM-like Higgs searches put an interesting constraint on scenarios with large values
of |µ| and small values of Xt, since unless MSUSY is sufficiently large the SM-like Higgs mass
tends to be below the LEP bound of 114.4 GeV. The impact of the LEP bound on the
excluded region in the MA− tanβ plane is very sensitive to µ, MSUSY and the top mass. For
instance, for MSUSY ∼ 1 TeV this scenario is highly constrained by the LEP bounds on the
SM-like Higgs mass, but increasing MSUSY to 2 TeV is sufficient to avoid this constraint [56].
The corresponding results for MSUSY = 2 TeV are shown in Fig. 4. We have pre-
viously analyzed this scenario in Ref. [21] without adding the Bu → τν constraints. In
Fig. 4 we see that the addition of this new constraint excludes the diagonal region with
corners (100 GeV, 38), (155 GeV, 28), (450 GeV, 80) and (190 GeV, 65) for the parameters
µ = 1.5 MSUSY and M3 = 0.8 MSUSY . In Fig. 4 (a) we show the effect of the LEP bound on
the B-physics allowed regions. The region below the blue (black) solid line shows the area
excluded by the LEP bound in the MA − tan β plane.
From Fig. 4 (b) and (c) it is clear that the CMS and ATLAS experiment can probe most
of the allowed B-physics regions of the MA − tanβ plane, using SM-like Higgs searches in
the h → γγ and the h → ττ channels. CMS has an inaccessible region at large MA in the
ττ -channel because in this region the τ Yukawa coupling is only slightly above the standard
model value and according to Ref. [28] CMS does not have a 5σ signal significance with
30 fb−1 of data for any standard model Higgs mass. However, given that the Higgs mass
and the h → ττ coupling vary smoothly with MA and tan β the discovery potential is also
above 4σ for most of the region that appears inaccessible in Fig. 4 (b). Again, at 4 fb−1 the
Tevatron could have a 3σ evidence over most of the parameter space allowed by B-physics
and the LEP Higgs mass bound.
We would like to stress that the B physics and the LEP excluded regions, for the minimal
mixing scenario, allow a clear region of MA = 130 − 170 GeV and tan β = 50 − 70. These
values are easily within the Tevatron’s sensitivity region for non-standard Higgs searches in
the ττ channel. In addition, the SM-like Higgs boson mass is close to the current limit and
therefore should be visible at the Tevatron at the 3 σ level with an increase in sensitivity
and luminosity. Both CDF and D0 collaborations have recently made public their findings
in the inclusive A → ττ channel at a luminosity of 1 fb −1. The CDF experiment finds a
slight excess [26] while the D0 experiment [25] finds a reduction in the signal for the same
values of the the ττ visible mass. The D0 limit further limits the upper B-physics allowed
region to values of MA = 130− 150 GeV and tan β ∼ 55.
This scenario can be relatively insensitive to small changes in the value of Xt. It would
seem that increasing the value ofXt would make the Bs → µ+µ− constraint extremely strong.
However, there is a 1/µ2 dependence from the (1 + ǫ30)(1 + ǫ3) factor in the denominator of
Eq. (14) and only a linear µ dependence in its numerator. Thus as long as the loop factors
2 An exact cancellation is not needed due to the theoretical and experimental uncertainties so a small
phase is also allowed
AM  (GeV)
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
AM  (GeV)
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
Figure 4: (a)–(d) The lines and the colors correspond to the same quantities as in Fig. (2),
where the SUSY parameters are the same except for Xt = 0 GeV, µ = 1.5 MSUSY and
MSUSY = 2 TeV. The region below the blue (black) solid line corresponds to the area
excluded by the LEP bound on the SM-like Higgs boson for mt = 170.9 GeV.
ǫ are positive and µ is large, even moderate values of Xt do not strengthen the Bs → µ+µ−
constraint. Additionally at large values of µ, M3 and tanβ the charged Higgs contribution
to the b → sγ amplitude in Eq. (32) may have the opposite sign to the SM one, a novel result
that only occurs for this range of parameters. In this region of parameter space, to cancel
this negative charged Higgs amplitude we need the chargino-stop contribution in Eq. (33) to
be positive or the sign of µAt to be positive.
3.3 Small αeff
This scenario was studied in Ref. [56] in which the off-diagonal components of the CP-even
Higgs mass matrix are approximately zero. This approximate cancellation can be achieved
by making, for instance, the following choice of parameters
µ = 2.5 TeV, Xt = −1200.0 TeV, MSUSY = 800GeV, M3 = 500GeV. (43)
A consequence of this cancellation is that the couplings of the SM-like Higgs boson to the
b-quarks and τ -leptons are suppressed.
AM  (GeV)
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
������
������
������
������
������
������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
AM  (GeV)
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
AM  (GeV)
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
AM  (GeV)
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
Figure 5: (a)–(d) The lines and the colors correspond to the same quantities as in Fig. (2),
where the SUSY parameters are the same except for M3 = 500 GeV, MSUSY = 800 GeV,
Xt = −1.2 TeV and µ = 2.5 TeV.
In Fig. 5 we present the effect of this choice of parameters on the B-physics allowed region
and on Higgs searches at the LHC and Tevatron. The B-physics constraints are quite severe
and similar to the large Xt scenario we discussed above. The h → γγ channel for SM-like
Higgs searches is enhanced because the h → τ τ̄ and h → bb̄ branching ratios are suppressed,
leading to an enhancement of the h → γγ branching ratio. Therefore the CMS and ALTAS
experiments will be able to probe a large part of the MA−tan β plane in the h → γγ channel.
The Tevatron will not be able to probe most of the B-physics allowed region because of the
suppression of the h → bb̄ branching ratio.
4 Conclusions
In this article we have studied the inter-play between B-physics constraints and Higgs
searches at hadron colliders in the framework of minimal flavor violating SUSY models.
The results we present here depend on the projected sensitivities of the CMS and ATLAS
experiments and the Tevatron collider in the different SM-like and non-standard Higgs boson
channels. The Tevatron projections assumed in this work [55] need to be further solidified
by improvements in the analyses that CDF and D0 are performing. Both CMS and ATLAS
have recently performed improvements in their projections in the γγ inclusive channel and
CMS has also recently updated their h → ττ vector boson fusion study [28]. We have illus-
trated this interplay between Higgs searches at hadron colliders and B-physics constraints
using four benchmark senarios.
In particular the B-physics constraints are extremely severe for SUSY parameters which
have large values of Xt and small values of µ. For SM-like Higgs boson searches the LHC
experiments should be able to probe all of the allowed region of parameter space with 30 fb−1,
but the Tevatron collider will have difficulties doing this with 4 fb−1 of data. Discovering
a SM-like Higgs boson at the CMS experiment with 30 fb−1 of data will be challenging in
this scenario, since CMS has a better sensitivity in the h → γγ rather than in the h → ττ
channel and as the hbb̄ and the hτ τ̄ couplings are somewhat enhanced for moderate or small
MA, the h → γγ branching ratio is smaller than in the SM. On the other hand, the ATLAS
experiment will easily probe the allowed region of parameter space because the h → ττ
branching ratio is enhanced for these values of SUSY parameters. The Tevatron will find it
very difficult to detect a SM-like Higgs in this scenario because the SM-like Higgs is heavy
and the signal significance, in the h → bb̄ channel, drops sharply with increasing Higgs
mass. Additionally, in this scenario the B-physics constraints favor regions which have large
values of MA and low values of tanβ while the non-standard Higgs boson searches at hadron
colliders are less efficient in these regions. Therefore at a luminosity of 30 fb−1 the LHC
will be able to observe the SM-like Higgs, but may find it difficult to discover non-standard
Higgs bosons.
The B-physics constraints are far weaker for large values of µ and small values of Xt due
to a suppression of SUSY contributions to the Bs → µ+µ− and the b → sγ rates. At the
same time the present LEP bounds on the SM-like Higgs mass put strong constraints on
the allowed regions of parameter space, in particular for MSUSY ≤ 1 Tev. For the minimal
mixing scenario with MSUSY = 2 TeV we have studied, the LHC will be able to probe most
of the B-physics allowed region in non-standard Higgs searches, for values of MA < 500 GeV.
For SM-like Higgs searches, with 30 fb−1 of data, the CMS collaboration should be able to
probe most of the allowed regions, while the ATLAS collaboration will be able to probe all
of them. In addition, this scenario is the most promising for the Tevatron to detect both the
SM-like Higgs and the non-standard Higgs bosons in the near future.
The final benchmark scenario we studied was that of small αeff . Due to the suppression
of SM-like Higgs couplings to b-quarks and τ ’s, the γγ channel is enhanced. Due to this
enhancement both the LHC experiments will be able to discover the SM-like Higgs over
most of the B-physics allowed parameter space. The Tevatron will find it difficult to detect
a SM-like Higgs due its mass and suppressed couplings to bb̄.
In conclusion, scenarios with lower values of stop mixing parameter Xt and larger values
of higgsino mass parameter µ will be easier to probe at hadron colliders through direct higgs
searches of both standard and non-standard Higgs bosons. At larger values of Xt, direct
non-standard Higgs boson searches are strongly constrained by present bounds on B-physics
observables. On the other hand, the SM-like Higgs boson mass is enhanced through radiative
corrections, rendering it more easily detectable at the LHC. Finally, the observation of a SM-
like Higgs in the h → ττ channel and not in the h → γγ or vice versa, may be used to obtain
additional information on the values of the supersymmetry breaking parameters.
Acknowledgements: M.C. and C.W. would like to thank the Aspen Center for
Physics, where part of this work was done. We wish to thank Patricia Ball, Thomas Becher,
Avto Kharchilava, Enrico Lunghi, Matthias Nuebert and Frederic Teubert. Work at ANL is
supported in part by the US DOE, Div. of HEP, Contract DE-AC02-06CH11357. Fermilab is
operated by Universities Research Association Inc. under contract no. DE-AC02-76CH02000
with the DOE. This work was also supported in part by the U.S. Department of Energy
through Grant No. DE-FG02-90ER40560.
References
[1] J. R. Ellis, G. Ridolfi and F. Zwirner, Phys. Lett. B 257, 83 (1991).
J. R. Ellis, G. Ridolfi and F. Zwirner, Phys. Lett. B 262, 477 (1991).
Y. Okada, M. Yamaguchi and T. Yanagida, Prog. Theor. Phys. 85, 1 (1991).
M. A. Diaz and H. E. Haber, Phys. Rev. D 45, 4246 (1992).
[2] M. Carena, J. Espinosa, M. Quirós and C. Wagner, Phys. Lett. B 355 (1995) 209,
hep-ph/9504316;
M. Carena, M. Quirós and C. Wagner, Nucl. Phys. B 461 (1996) 407, hep-ph/9508343.
[3] M. Carena, M. Quiros and C. E. M. Wagner, Nucl. Phys. B 461, 407 (1996)
[arXiv:hep-ph/9508343].
[4] H.E. Haber, R. Hempfling and A.H. Hoang, Z. Phys. C 75, 539 (1997),
[arXiv:hep-ph/9609331].
[5] S. Heinemeyer, W. Hollik and G. Weiglein, Eur. Phys. J. C 9, 343 (1999)
[arXiv:hep-ph/9812472].
[6] M. Carena, H. Haber, S. Heinemeyer, W. Hollik, C. Wagner, and G. Weiglein, Nucl.
Phys. B 580 (2000) 29, hep-ph/0001002.
J. R. Espinosa and R. J. Zhang, JHEP 0003, 026 (2000) [arXiv:hep-ph/9912236].
[7] J. Espinosa and R. Zhang, Nucl. Phys. B 586 (2000) 3, hep-ph/0003246.
[8] A. Brignole, G. Degrassi, P. Slavich and F. Zwirner, Nucl. Phys. B 631 (2002) 195,
hep-ph/0112177; Nucl. Phys. B 643 (2002) 79, hep-ph/0206101.
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9504316
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9508343
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9508343
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9609331
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9812472
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0001002
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9912236
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0003246
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0112177
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0206101
[9] G. Degrassi, S. Heinemeyer, W. Hollik, P. Slavich and G. Weiglein, Eur. Phys. J. C
28 (2003) 133, hep-ph/0212020.
[10] M. Carena and H. E. Haber, Prog. Part. Nucl. Phys. 50, 63 (2003)
[arXiv:hep-ph/0208209].
[11] S. Heinemeyer, W. Hollik, H. Rzehak and G. Weiglein, Eur. Phys. J. C 39 (2005) 465,
hep-ph/0411114.
[12] S. Martin, Phys. Rev. D 67 (2003) 095012, hep-ph/0211366; Phys. Rev. D 71 (2005)
016012, hep-ph/0405022;
[13] S. Bertolini, F. Borzumati, A. Masiero and G. Ridolfi, Nucl. Phys. B 353, 591 (1991).
[14] G. Isidori and A. Retico, JHEP 0111, 001 (2001) [arXiv:hep-ph/0110121].
[15] A. J. Buras, P. H. Chankowski, J. Rosiek and L. Slawianowska, Phys. Lett. B 546, 96
(2002) [arXiv:hep-ph/0207241].
[16] A. J. Buras, P. H. Chankowski, J. Rosiek and L. Slawianowska, Nucl. Phys. B 659, 3
(2003) [arXiv:hep-ph/0210145].
[17] K. S. Babu and C. F. Kolda, Phys. Rev. Lett. 84, 228 (2000) [arXiv:hep-ph/9909476].
[18] A. Dedes and A. Pilaftsis, Phys. Rev. D 67, 015012 (2003) [arXiv:hep-ph/0209306].
[19] D. A. Demir, Phys. Lett. B 571, 193 (2003) [arXiv:hep-ph/0303249].
[20] J. Foster, K. i. Okumura and L. Roszkowski, JHEP 0508, 094 (2005)
[arXiv:hep-ph/0506146].
[21] M. Carena, A. Menon, R. Noriega-Papaqui, A. Szynkman and C. E. M. Wagner, Phys.
Rev. D 74, 015009 (2006) [arXiv:hep-ph/0603106].
[22] K. Ikado et al., arXiv:hep-ex/0604018.
[23] B. Aubert et al. [BABAR Collaboration], arXiv:hep-ex/0608019.
[24] M. Carena, S. Heinemeyer, C. E. M. Wagner and G. Weiglein, Eur. Phys. J. C 45, 797
(2006) [arXiv:hep-ph/0511023].
[25] http://www-d0.fnal.gov/Run2Physics/WWW/results/prelim/HIGGS/H29/ D0 Note
5331-CONF
[26] http://www.physics.ucdavis.edu/%7Econway/talks/ConwayAspen2007.pdf
[27] See,for example, B. Heinemann presentation to the P5 Committee, Fermilab, Septem-
ber 2006, http://hep.ph.liv.ac.uk/∼beate/homepage/p5-discovery.pdf
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0212020
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0208209
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0411114
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0211366
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0405022
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0110121
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0207241
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0210145
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9909476
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0209306
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0303249
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0506146
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0603106
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0604018
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0608019
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0511023
http://www-d0.fnal.gov/Run2Physics/WWW/results/prelim/HIGGS/H29/
http://www.physics.ucdavis.edu/
http://hep.ph.liv.ac.uk/~beate/homepage/p5-discovery.pdf
[28] Talk by A. Nikitenko, ICHEP conference 2006, Moscow, Russia, July 2006,
http://ichep06.jinr.ru/reports/327 7s6 17p10 nikitenko.ppt
ATLAS note: SN-ATLAS-2003-024, Prospects for the search for a Standard Model
Higgs boson in Atlas using Vector Boson Fusion
Talk by F Gianotti ICHEP conference 2006, Moscow, Russia, July 2006,
http://ichep06.jinr.ru/programme.asp
http://documents.cern.ch/cgi-bin/setlink?base=atlnot&categ=CONF&id=phys-conf-
2006-018
[29] M. Carena, D. Hooper and P. Skands, Phys. Rev. Lett. 97, 051801 (2006)
[arXiv:hep-ph/0603180].
M. Carena, D. Hooper and A. Vallinotto, Phys. Rev. D 75, 055010 (2007)
[arXiv:hep-ph/0611065].
[30] M. Carena, S. Mrenna and C. E. M. Wagner, Phys. Rev. D 60, 075010 (1999)
[arXiv:hep-ph/9808312].
M. Carena, S. Mrenna and C. E. M. Wagner, Phys. Rev. D 62, 055008 (2000)
[arXiv:hep-ph/9907422].
[31] L. Roszkowski, R. R. de Austri and R. Trotta, arXiv:hep-ph/0611173.
[32] U. Aglietti et al., arXiv:hep-ph/0612172.
[33] G. Buchalla, A. J. Buras and M. E. Lautenbacher, Rev. Mod. Phys. 68, 1125 (1996)
[arXiv:hep-ph/9512380].
[34] R. Bernhard et al. [CDF Collaboration], arXiv:hep-ex/0508058.
[35] Nikolai Nikitine, talk given at ”FLAVOUR IN THE ERA OF THE LHC” Opening
plenary meeting: CERN, November 7-10 2005;
R. McPherson, talk given at the Aspen Winter Conference, Aspen, CO, February
12–18, 2006, http://www.aspenphys.org
[36] http://teubert.web.cern.ch/teubert/BsmumuLHCb.ppt
[37] M. Bona et al. [UTfit Collaboration], “The unitarity triangle fit in the standard model
and hadronic parameters from lattice QCD: A reappraisal after the measurements of
Delta(m(s)) and JHEP 0610, 081 (2006) [arXiv:hep-ph/0606167].
[38] J. Charles et al. [CKMfitter Group], Eur. Phys. J. C 41, 1 (2005)
[arXiv:hep-ph/0406184];
http://www.slac.standford.edu/xorg/ckmfitter/plots eps2005/ckmEval results eps 05.ps
[39] V. M. Abazov et al. [D0 Collaboration], Phys. Rev. Lett. 97, 021802 (2006)
[arXiv:hep-ex/0603029].
http://ichep06.jinr.ru/reports/327_7s6_17p10_nikitenko.ppt
http://ichep06.jinr.ru/programme.asp
http://documents.cern.ch/cgi-bin/setlink?base=atlnot
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0603180
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0611065
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9808312
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9907422
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0611173
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0612172
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9512380
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0508058
http://www.aspenphys.org
http://teubert.web.cern.ch/teubert/BsmumuLHCb.ppt
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0606167
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0406184
http://www.slac.standford.edu/xorg/ckmfitter/plots_eps2005/ckmEval_results_eps_05.ps
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0603029
[40] S. Giagu [CDF Collaboration], arXiv:hep-ex/0610044.
[41] [Heavy Flavor Averaging Group (HFAG)], arXiv:hep-ex/0603003.
[42] T. Becher and M. Neubert, Phys. Rev. Lett. 98, 022003 (2007) [arXiv:hep-ph/0610067].
[43] G. Degrassi, P. Gambino and G. F. Giudice, JHEP 0012, 009 (2000)
[arXiv:hep-ph/0009337].
[44] M. Carena, D. Garcia, U. Nierste and C. E. M. Wagner, Phys. Lett. B 499, 141 (2001)
[arXiv:hep-ph/0010003].
[45] G. Isidori and P. Paradisi, Phys. Lett. B 639, 499 (2006) [arXiv:hep-ph/0605012].
[46] W. S. Hou, Phys. Rev. D 48, 2342 (1993).
[47] A. G. Akeroyd and S. Recksiegel, J. Phys. G 29, 2311 (2003) [arXiv:hep-ph/0306037].
[48] E. Brubaker et al. [Tevatron Electroweak Working Group], arXiv:hep-ex/0608032.
[49] J. S. Lee, A. Pilaftsis, M. Carena, S. Y. Choi, M. Drees, J. R. Ellis and C. E. M. Wagner,
Comput. Phys. Commun. 156, 283 (2004) [arXiv:hep-ph/0307377].
[50] S. Abdullin et al., Eur. Phys. J. C 39S2, 41 (2005).
[51] R. Kinnunen and S. Lehti, CMS Note 2006/075.
[52] A. Kalinowski, M. Konecki and D. Kotlinski, CMS Note 2006/105.
[53] S. Lehti, CMS Note 2006/101.
[54] S. Gennai, S. Heinemeyer, A. Kalinowski, R. Kinnunen, S. Lethi, A. Nikitenko, G.
Weiglein, arXiv:0704.0619v1 [hep-ph]
[55] L. Babukhadia et al. [CDF and D0 Working Group Members], FERMILAB-PUB-03-
320-E
[56] M. Carena, S. Heinemeyer, C. E. M. Wagner and G. Weiglein, Eur. Phys. J. C 26
(2003) 601 [arXiv:hep-ph/0202167].
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0610044
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0603003
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0610067
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0009337
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0010003
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0605012
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0306037
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0608032
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0307377
http://arxiv.org/abs/0704.0619
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0202167
	Introduction
	Theoretical Setup
	Higgs Searches and Benchmark Scenarios
	Couplings and Masses of the Higgs Sector in the MSSM
	SM-like Higgs Boson Searches
	Non-standard Higgs Boson Searches
	B Physics Observables and Limits
	BR(Bs + -)
	BR(b s )
	BR(Bu )
	B physics constraints and Higgs searches at hadron Colliders
	Large to moderate Xt and small 
	Large  and small or negligible Xt 
	Small eff
	Conclusions

  In this article we analyze the impact of B-physics and Higgs physics at LEP
on standard and non-standard Higgs bosons searches at the Tevatron and the LHC,
within the framework of minimal flavor violating supersymmetric models. The
B-physics constraints we consider come from the experimental measurements of
the rare B-decays b -> s gamma and B_u -> tau nu and the experimental limit on
the B_s -> mu+ mu- branching ratio. We show that these constraints are severe
for large values of the trilinear soft breaking parameter A_t, rendering the
non-standard Higgs searches at hadron colliders less promising. On the contrary
these bounds are relaxed for small values of A_t and large values of the
Higgsino mass parameter mu, enhancing the prospects for the direct detection of
non-standard Higgs bosons at both colliders. We also consider the available
ATLAS and CMS projected sensitivities in the standard model Higgs search
channels, and we discuss the LHC's ability in probing the whole MSSM parameter
space. In addition we also consider the expected Tevatron collider
sensitivities in the standard model Higgs h -> b bbar channel to show that it
may be able to find 3 sigma evidence in the B-physics allowed regions for small
or moderate values of the stop mixing parameter.

Introduction
Over the last twenty years, the Standard Model (SM) has provided an exceptionally accurate
description of all high energy physics experiments – whether they be electroweak precision
or flavor physics observables. The only part of the Standard Model that remains to be tested
is the mechanism for electroweak symmetry breaking. In the Standard Model, electroweak
symmetry breaking is achieved by the scalar Higgs field acquiring a vacuum expectation
value (vev), thereby giving mass to the quarks, leptons and gauge bosons. However, this
mechanism for electroweak symmetry breaking has a problem in that the Higgs potential is
unstable with respect to radiative corrections, that is the scalar Higgs mass gets radiative
corrections proportional to the cutoff due to fermion and boson loops. A number of extensions
of the Standard Model have been suggested to try to alleviate this problem. Supersymmetry
is one of the most promising of these extensions of the SM, in which every SM fermion
(boson) has a spin-0 (spin-1/2) super-partner.
The minimal supersymmetric extension of the Standard Model or MSSM, with gauge
invariant SUSY breaking masses of the order of 1 TeV, predicts an extended Higgs sector
with a light SM-like Higgs boson of mass lower than about 130 GeV [1]–[12] that is in
good agreement with precision electroweak measurements. However the flavor structure of
these SUSY breaking masses is not well understood. If there are no tree-level flavor changing
neutral currents associated with the gauge and super-gauge interactions, the deviations from
SM predictions are small. Such small deviations can be achieved if the quark and squark
mass matrices are block diagonalizable in the same basis (an example is flavor blind squark
and slepton masses). The flavor violating effects in these minimal flavor violating models
are induced by loop factors proportional to CKM matrix elements as in the Standard Model.
The B-physics properties of these kinds of supersymmetric extensions of the SM have been
studied in great detail in Refs. [13]–[20].
The recent improvements in our understanding of B-physics observables have put inter-
esting constraints on Higgs searches in the MSSM at the Tevatron and LHC colliders. In
Ref. [21] we analyzed the constraints that the non-observation of the Bs → µ+µ− rare decay
and the measurement of the b → sγ rare decay put on non-standard model Higgs searches
at hadron colliders. In this article, we additionally explore the regions of SUSY parameter
space that can be probed in SM-like Higgs searches for different benchmark scenarios. We
also extend our analysis in the B-physics sector to include the additional information coming
from the recent measurement of BR(Bu → τν) at Belle [22] and Babar [23]. We find an
interesting region of parameter space (i.e. large values of the Higgsino mass parameter µ and
moderate values of the stop mixing parameter Xt) for which non-standard Higgs searches
are not strongly constrained by B-physics. In particular, we find that scenarios with small
stop mixing, like the so called minimal mixing scenario [24], and large Higgsino parameter µ
look very promising for the Tevatron and the LHC. B-physics constraints in these scenarios
seem to allow the region around a CP-odd Higgs mass MA ∼ 160 GeV and tanβ ∼ 50
(where tanβ = v2/v1 is the ratio of the two Higgs vev’s), which can be easily probed at the
Tevatron in the near future. For non-standard Higgs searches we show the present D0 [25]
and CDF [26] excluded regions in the MA − tan β plane with 1 fb −1 of data in the ττ inclu-
sive channel and the Tevatron and LHC available projections for 4 fb−1 and 30 fb−1 [27, 28]
respectively, that depend only slightly on the other low energy SUSY parameters. Small
to moderate MSSM Higgs masses are also interesting from the point of view of direct dark
matter detection experiments, since in that case t-channel Higgs exchange contributes im-
portantly to neutralino dark matter scattering off nuclei. This contribution implies a strong
connection between the constraints on SUSY parameters from direct dark matter searches
and non-standard MSSM Higgs searches at colliders. In particular, the present direct de-
tection limits on neutralino dark matter within the MSSM puts strong constraints on Higgs
searches unless the Higgsino component of the neutralino is quite small (i.e. large values of
µ), independent of the stop sector parameters [29].
This article is organized as follows. In section 2, we define our theoretical setup for both
the B-physics constraints and Higgs searches within the MSSM. In section 3, we discuss
representative benchmark scenarios that have different properties for B-physics and Higgs
searches. We show that within the MSSM there is a strong complementarity between the
constraints coming from non-standard Higgs searches and rare B-decays. Taking into account
these constraints we study the potential for standard model like Higgs boson discovery at the
Tevatron and the LHC [27, 28]. For the Tevatron Higgs searches we assumed, conservatively,
a final Tevatron luminosity of 4 fb−1, while for Higgs searches at LHC, in the early phase,
we used the expected 30 fb−1 luminosity estimates. Finally we conclude in section 4.
2 Theoretical Setup
2.1 Higgs Searches and Benchmark Scenarios
2.1.1 Couplings and Masses of the Higgs Sector in the MSSM
In the MSSM there are three neutral scalar Higgs fields. Assuming no extra sources of CP
violation in the MSSM beyond that of the SM, there are two CP-even Higgs bosons which
are admixtures of the real neutral H01 and H
2 components
− sinα cosα
cosα sinα
and an additional CP-odd Higgs field A, where α is the mixing angle that diagonalizes the
CP-even Higgs mass matrix. The tree-level Higgs couplings to the SM fermions and gauge
bosons are given by [30, 31]
(φdd̄)SM ((φuū)SM)
(hdd̄)MSSM ((huū)MSSM)
(Hdd̄)MSSM ((Huū)MSSM)
(Add̄)MSSM ((Auū)MSSM)
− sinα/ cos β (cosα/ sinβ)
cosα/ cosβ (sinα/ sinβ)
tan β (cotβ)
(φV V )SM
(hV V )MSSM
(HV V )MSSM
(AV V )MSSM
sin(β − α)
cos(β − α)
 (2)
where V can be either the Z or W vector boson. At moderate or large values of tanβ, one of
the two CP-even Higgs bosons tends to couple strongly to the gauge bosons while the other
one only couples weakly. We will denote the Higgs boson that couples to the gauge bosons
the strongest as SM-like. The CP-odd and the other CP-even Higgs bosons are denoted as
non-standard and have tanβ enhanced couplings to the down quarks and leptons (see Eq. 2).
The identification of the SM-like Higgs depends critically on the size of the pole mass of
the pseudo-scalar Higgs MA. For large values of MA, the lighter Higgs becomes SM-like and
its mass has the approximate analytic form [1, 2, 3]
(Mmaxh )
2 = M2Z cos
2(2β)(1−
8π2v2
4π2v2
X̃t + t +
− 32πα3
(X̃tt+ t
, (3)
where X̃t =
, Xt = At − µ/ tanβ, t = log
and MSUSY is the
geometric mean of the stop masses. In Eq. (3), we have included the leading two-loop
radiative corrections from the stop sector but we have not included the two-loop corrections
associated with the relation between the top quark mass and the top Yukawa coupling at the
stop mass scale, that depends on the relative sign of the gluino mass and Xt [6]. At values
of the CP-odd Higgs boson mass MA less than m
h and large values of tanβ, α ∼ β and
the heavier CP-even Higgs is SM-like with mass given approximately by Eq. (3).
2.1.2 SM-like Higgs Boson Searches
The CMS and ATLAS collaborations have calculated the signal significance curves for stan-
dard model Higgs detection at the LHC. Due to the modified Higgs couplings in the MSSM,
for the same Higgs masses, these estimates can change significantly with changes in the su-
persymmetric mass parameters. To quantify when the significance will be either enhanced
or reduced we consider the quantity [30, 31]
σ(PP̄ → Xφ)MSSMBR(φ → Y )MSSM
σ(PP̄ → Xφ)SMBR(φ → Y )SM
where X are particles produced in association with the Higgs and Y are SM decay products
of the Higgs1. As the predicted SM-like Higgs mass range within the MSSM is less than or
about 130 GeV, we only consider the light Higgs production and decay channels qq̄φ → qq̄τ τ̄
and φ → γγ at the LHC and W/Zφ(φ → bb̄) at the Tevatron. At a luminosity larger than
30 fb−1 at the LHC, the tt̄φ will become effective. However as we are considering only the
early phase of the LHC we will not study this process.
For the qq̄φ → qq̄τ τ̄ channel the Higgs is produced dominantly by weak-boson fusion.
Hence, the tree-level production cross-section is proportional to the square of the (φV V )SM
1For the region of parameter space we study only standard model decays are open.
coupling in Eq. (2), which implies that the ratio of production cross-sections in Eq. (4) is
proportional to sin2(β − α)(cos2(β − α)) when MA is larger (smaller) than Mmaxh . At large
tan β and MA > M
h (MA < M
h ) the Higgs mixing angle sinα ∼ −1/ tanβ (cosα ∼
1/ tanβ). Hence, in this region of the MA − tan β plane the (hV V )MSSM ((HV V )MSSM)
couplings are very close to their SM values. Therefore at large tan β and small or large values
of MA, compared to M
h , the ratio σ(PP̄ → Xφ)MSSM/σ(PP̄ → Xφ)SM is close to one.
For φ → γγ channel the Higgs is mainly produced through gluon fusion which is induced
by third generation quark and squark loops. For squark masses greater than 500 GeV, like
those we are considering in this paper, the squark contributions are small and the SM-like
Higgs has a production cross-section similar to that of the standard model Higgs.
Whenever MA is comparable to the SM-like Higgs mass, |MA −mmaxh | ∼< 10 GeV, both
the CP-even Higgs bosons acquire similar masses and have non-standard gauge and yukawa
couplings. Hence for each of these channels we follow the prescription given in Ref. [30] and
sum the contributions from both the CP-even Higgs states so that
σ(PP̄ → Xh)MSSMBR(h → Y )MSSM + σ(PP̄ → XH)MSSMBR(H → Y )MSSM
σ(PP̄ → Xφ)SMBR(φ → Y )SM
, (5)
because we assume that the two signals cannot be separated.
If MA is larger (smaller) than M
h and the loop corrections to the off-diagonal elements
of the CP-even Higgs mass matrix are small, then the large tan β induced corrections do
not enhance or reduce the hbb̄ (Hbb̄) or hτ τ̄ (Hττ̄ ) couplings and they remain Standard
Model like. Hence, in these regions of parameter space the branching ratios into either b’s
or τ ’s are close to their Standard Model values. The φγγ coupling is induced through quark
loops and hence is generally small. However, in scenarios where the φbb̄ and φττ̄ couplings
are suppressed, like for example if there is a cancellation of the off-diagonal CP-even mass
Higgs matrix element due to radiative effects, the φ → γγ branching ratio can be relatively
enhanced. We shall discuss this case in section 3.3.
2.1.3 Non-standard Higgs Boson Searches
At large tan β the non-standard Higgs bosons are produced in association with bottom quarks
or through gluon fusion. For both of these processes, at large tan β, the relevant coupling is
the bottom Yukawa coupling [24, 32]. Therefore including the relevant large tanβ radiative
correction we find the production cross-section is proportional to the square of the bottom
Yukawa y2b = (y
2 tan2 β/(1 + ǫ3 tanβ)
2, where the precise definition of this loop induced
correction is given in Eq. (15). In addition, at large tan β [24, 32] the branching ratio of the
decay of the non-standard Higgs boson into ττ is approximately given by
Br(A,H → τ+τ−) ≃ (1 + ǫ3 tanβ)
(1 + ǫ3 tan β)2 + 9
. (6)
Hence the total production rate of the CP-odd Higgs boson at large tan β is
σ(gg, bb̄ → A)× BR(A → τ+τ−) ∼ σ(gg, bb̄ → A)SM
tan2 β
(1 + ǫ3 tanβ)2 + 9
. (7)
Therefore we can define a ratio similar to Eq. (4)
σ(gg, bb̄ → A)MSSMBR(A → τ+τ−)MSSM
σ(gg, bb̄ → φ)SMBR(φ → τ+τ−)SM
∼ tan
(1 + ǫ3 tan β)2 + 9
and a analogous expression holds for the CP-even non-standard Higgs boson production and
decay rates.
2.2 B Physics Observables and Limits
We will consider the four B physics observables: BR(Bs → µ+µ−), ∆Ms, BR(b → sγ) and
BR(Bu → τν) within the minimal flavor violating MSSM.
2.2.1 BR(Bs → µ+µ−)
In the Standard Model the relevant contribution to the Bs → µ+µ− process comes through
the Z-penguin and the W-box diagrams which have the analytic form [18, 33]
BR(Bs → µ+µ−)SM =
MBsτBsF
|VtbVts|2
10(xt) (9)
where τBs is the mean lifetime, FBs is the decay constant of the Bs meson, xt = mt/MW and
C10(x) = b0(x)− c0(x) (10)
c0(x) =
3x+ 2
(x− 1)2
ln(x)
b0(x) =
(x− 1)2
ln(x)
. (12)
Therefore the predicted SM value comes out to be [18, 33]
BR(Bs → µ+µ−)SM = (3.8± 0.1)× 10−9. (13)
However in the presence of supersymmetry at large tanβ, there are significant contributions
from Higgs mediated neutral currents, which have the form [15, 16]
BR(Bs → µ+µ−) = 3.5× 10−5
1.5ps
230MeV
]2 [ |Vts|
0.040
(16π2ǫY )
(1 + ǫ3 tanβ)2(1 + ǫ0 tanβ)2
where
ǫ3 = ǫ0 + y
t ǫY . (15)
The gluino loop factor ǫ0 and the chargino-stop loop factor ǫY are given by
M3µC0(m
,M23 ) (16)
AtµC0(m
, µ2) (17)
respectively, where m
is the ith sbottom mass, mt̃i is the i
th stop mass, M3 is the gluino
mass, µ is the higgsino mass parameter, At is the soft SUSY breaking stop trilinear parameter
C0(x, y, z) =
(x− y)(z − y)
log(y/x) +
(x− z)(y − z)
log(z/x). (18)
The present experimental exclusion limit at 95% C.L. from CDF [34] is
BR(Bs → µ+µ−) ≤ 1× 10−7, (19)
which puts strong restrictions on possible flavor changing neutral currents in the MSSM at
large tanβ. Additionally, if no signal is observed, the projected exclusion limit, at 95% C.L.,
on this process for 4 fb−1 at the Tevatron is [27]
BR(Bs → µ+µ−) ≤ 2.8× 10−8. (20)
Similarly, if no signal is observed at the LHC, the projected ATLAS bound at 10 fb−1 is [35]
BR(Bs → µ+µ−) ≤ 5.5× 10−9. (21)
Therefore considering Eq. (14) in the absence of a signal, these experiments will put very
strong constraints on the allowed MSSM parameter space. In addition, LHCb has the po-
tential to claim a 3σ (5σ) evidence (discovery) of a standard model signature with as little
as ∼ 2fb−1(6fb−1) of data [36].
2.2.2 ∆Ms
In the Standard Model the dominant contribution to ∆Ms comes from W-top box diagrams
that have the analytical form [15, 16]
∆Ms =
MBsη2F
B̂Bs|Vts|2S0(mt) (22)
where MBs is the Bs meson mass, B̂Bs is the Bs bag parameter, η2 is the NLO QCD factor
S0(mt) ≃ 2.39
167GeV
)1.52
. (23)
The updated theoretical predictions from the CKMfitter and UTFit groups are slightly
different. The UTFit group finds the 95 % C.L. range [37]
(∆Ms)
SM = (20.9± 2.6)ps−1 (24)
which is consistent with the CKMfitter groups’ 2σ range [38]
13.4 ps−1 ≤ (∆Ms)SM ≤ 31.1 ps−1 (25)
and central value of 18.9 ps−1.
About a year ago, the D0 collaboration reported a signal consistent with values of ∆Ms
in the range
21 (ps)−1 > ∆Ms > 17 ps
−1 (26)
at the 90 % C.L. [39]. More recently, the CDF collaboration has made a measurement, with
the result [40]
∆Ms = (17.77± 0.10(stat)± 0.07(syst))ps−1. (27)
The large theoretical uncertainties and the precise experimental value suggest that small
or moderate negative contributions to ∆Ms may be easily accommodated. As shown in
Refs. [14, 15, 16, 18] for large tan β and uniform squark masses one obtains negative contri-
butions to ∆Ms that are well approximated by
(∆Ms)
DP = −12.0ps−1
230MeV
m̄b(µs)
3.0GeV
m̄s(µs)
0.06GeV
m̄4t (µs)
(16π2ǫ2Y )
(1 + ǫ3 tan β)2(1 + ǫ0 tanβ)
. (28)
In the next section we will discuss the interplay between the BR(Bs → µ+µ−) in Eq. (14)
and ∆Ms in Eq. (28) within the framework of minimal flavor violating MSSM.
2.2.3 BR(b → sγ)
The next B-physics process of interest is the rare decay b → sγ. The world experimental
average of the branching of this rare decay is [41, 42]
BR(b → sγ)exp = (3.55± 0.24+0.09
−0.10 ± 0.03)× 10−4. (29)
This experimental result is close to the SM central value and so puts constraints on flavor
violation in any extension of the Standard Model. However, the theoretical uncertainties in
the Standard Model for this process are quite large [42]
BR(b → sγ)SM = (2.98± 0.26)× 10−4. (30)
Using the experimental and SM ranges for the BR(b → sγ) we find the 2σ allowed range is
0.92 ≤ BR(b → sγ)
BR(b → sγ)SM
≤ 1.46. (31)
This bound is appropriate for constraining new physics contributions due to the cancellation
of the dominant uncertainties coming from infrared physics effects.
In minimal flavor violating MSSM there are two new contributions from the charged
Higgs and the chargino-stops diagrams. The charged Higgs amplitude, including the stop
induced two-loop effects, is proportional to the factor [43, 44]
AH+ ∝
1− 2αs
µM3 tan β
cos2 θt̃C0(m
,M23 ) + sin
2 θt̃C0(m
,M23 )
1 + ǫ3 tanβ
, (32)
where θt̃ is the stop mixing angle. The chargino-stop amplitude has the form [43, 44]
Aχ− ∝
µAt tan β
1 + ǫ3 tan β
, m2χ−). (33)
where f(m2
, mχ̃−) ∼ 1/max(m2t̃1 , m
) is the one-loop factor that depends on the stop
masses and the chargino mass. The specific dependences of these amplitudes on MSSM
parameters are important in understanding the constraints on the SUSY contributions to
BR(b → sγ), which will be discussed below.
2.2.4 BR(Bu → τν)
The final B-physics observable of interest is the process Bu → τν which the Belle experi-
mental collaboration finds to be [22]
BR(Bu → τν)Belle = (1.79+0.56
−0.49(stat)
+0.46
−0.51(syst))× 10−4, (34)
while the Babar collaboration finds a value [23]
BR(Bu → τν)Babar = (0.88+0.68
−0.67(stat)± 0.11(syst))× 10−4. (35)
The two values are within 2σ of each other and both of them are consistent with the standard
model prediction. The average of these two experiments is [37]
BR(Bu → τν)Exp = (1.31± 0.48)× 10−4. (36)
The Standard Model contribution is mediated by the W-boson and has the generic
form [45]
BR(Bu → τν)SM =
G2FmBm
F 2B|Vub|2τB (37)
βtan(  )
M   = 150 GeVA X  = 1 TeVt
M   = 150 GeVA X  = 0 TeVt
M   = 250 GeVA X  = 1 TeVt
M   = 250 GeVA X  = 0 TeVt
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
Allowed by Inclusive V
Allowed by UTfit V
 10  20  30  40  50  60  70  80  90  100
Figure 1: The green(grey) hatched area is the 2σ allowed region of the ratio RBτν if the
fitted value of |Vub| is used to calculate the standard model prediction of the Bu → τν decay
rate. The yellow(light grey) is corresponding region if the inclusive determination of |Vub| is
used instead of the fitted value. The solid (dashed) lines show the variation of RBτν with
respect to tanβ for MA = 150GeV(250GeV), while the red (grey) color and blue (dark grey)
color correspond to Xt = 0 and Xt = 1 TeV respectively.
and using the UTFit fitted value for |Vub| = (3.68 ± 0.14) × 10−3 (which is also in good
agreement with the CKMfitter value [38]), τB and the extracted value of FB = 0.237 ±
0.037 GeV leads to the value [37]
BR(Bu → τν)SM = (0.85± 0.13)× 10−4. (38)
Observe, however that the value of |Vub| = (4.49 ± 0.33) × 10−9, extracted from inclusive
semileptonic decays is higher and leads to the standard model prediction BR(Bu → τν)SM =
(1.39± 0.44)× 10−4 [37].
In the MSSM there is an extra contribution due to the charged Higgs which interferes
destructively with the SM contribution, so that at large tanβ the ratio of the two is [45, 46,
RBτν =
BR(Bu → τν)MSSM
BR(Bu → τν)SM
tan2 β
1 + ǫ0 tanβ
. (39)
Now assuming a 2σ deviation in Eq. (36) and Eq. (38) that is due to the charged Higgs
contribution, we find the allowed range of values for this ratio to be
0.32 ≤ RBτν ≤ 2.77. (40)
However as discussed above, if the inclusive determination of |Vub| is used instead of the
fitted value we get a different range of allowed values for RBτν . In Fig. 1 we show the effect
of choosing the |Vub| inclusive value over the fitted value. The green (grey) hatched region
is allowed if we use the fitted value of |Vub| while the yellow (light grey) region is allowed
if we use the extracted value of |Vub| from inclusive semileptonic b-decays. From Fig.1 we
can see that if MA = 150 GeV and Xt = 0 the allowed values are tanβ ∼ 10 − 25 and
tan β ∼ 53 − 70 using the fitted value of |Vub|, while using the inclusive value of |Vub| we
find 10 ∼< tan β ∼< 37 or 43 ∼< tan β ∼< 63. Therefore, when we project this constraint
onto the MA − tan β plane the allowed regions are significantly different, especially at larger
values of MA. In particular the region of intermediate tan β that is excluded by the Bu → τν
constraint is much smaller if we use the inclusive value of |Vub| instead of the fitted value
because the lower bound on RBτν is smaller for the value extract from inclusive b-decays.
Whenever we consider the constraint on the Bu → τν rate in this paper we will use the fitted
values, so expect our bounds to be quite conservative and one could enlarge the B physics
allowed region by going to larger values of |Vub|.
3 B physics constraints and Higgs searches at hadron
Colliders
In this section we shall use the above B physics limits and Higgs search capabilities to put
constraints on the allowed regions of MSSM parameter space. In particular we project these
constraints onto the MA − tan β plane. We also assume that all the squark masses are
uniform and denoted by MSUSY , 2M1 = M2 = 500 GeV and we use the central value for the
top-quark measured, at the Tevatron to bemt = 170.9±1.8 GeV [48]. Within this framework
we study four benchmark scenarios by varying the parameters µ, Xt = At−µ/ tanβ, MSUSY
and M3. We numerically calculate the ratio r, defined for non-standard Higgs searches in
Eq. (8), using the CPsuperH program [49]. To estimate the present excluded region and the
projected Tevatron reach we used the 1 fb−1 CDF results presented in Ref. [26], the projected
4 fb−1 curves from Ref. [27] and the 1 fb−1 D0 results from Ref. [25] for the maximal mixing
scenario with µ ∼ −200 GeV. To estimate the LHC reach we used the results for the maximal
mixing scenario with µ ∼ −200 GeV in Fig. 6 of Ref. [24], which is based on the study in
Ref. [50]. Using Eq. (8), each of these curves are rescaled for each of the different parametric
scenarios we consider in this paper. Let us stress that the results of Ref. [50], we are using,
are in reasonably good agreement with the latest CMS studies for different τ decay final
states, which include a full detector simulation [51, 52, 53, 54].
For the SM-like Higgs searches at 30 fb−1, we used the CMS and the ATLAS studies
shown in Ref. [28, 50] to estimate the signal significance in the h → ττ and h → γγ channel.
We used CPsuperH [49] to calculate the relevant branching ratios and couplings needed to
estimate the value of R in Eq. (4). For the Tevatron searches we used the updated values of
the luminosity needed to discover a Standard Model Higgs, from Ref. [55], to estimate the
variation of signal significance with respect to SM Higgs mass at 4 fb−1 for each experiment.
The projections at the Tevatron assume an improvement in the sensitivity of detectors along
with a basic increase in the luminosity [55].
Before presenting our analysis, let us stress that, from the form of the double penguin
contribution to ∆Ms in Eq. (28) and the large tanβ contribution to BR(Bs → µ+µ−) in
AM  (GeV)
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
���������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
���������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
Figure 2: The red (grey) region, in all four figures, is excluded by the CDF experiment’s
search for non-standard Higgs bosons in the inclusive A → τ+τ− channel at 1 fb−1 luminosity.
The dotted line shows the corresponding D0 excluded region at 1 fb−1. (a) The solid and
dashed lines represent the future reach for the Tevatron (at 4 fb−1)and LHC (at 10 fb−1
for Bs → µ+µ− and at 30 fb−1 for A → τ+τ−) respectively, where the red (dark gray)
lines correspond to the non-standard Higgs search reaches in the H → ττ channel while the
black lines are the projected BR(Bs → µ+µ−) bounds for µ = −100 GeV, Xt = 2.4 TeV,
MSUSY = 1 TeV and M3 = 0.8 TeV. The green (gray) hatched regions are those allowed
by the present B-physics constraints on the Bu → τν b → sγ and Bs → µ+µ− branching
ratios. (b) and (c) For the same SUSY mass parameters the yellow (light gray) area is the 5σ
discovery region in the h → γγ channel, while the green (gray) hatched area is the same for
the h → ττ channel for the CMS and ATLAS experiments respectively at 30 fb−1. (d) Green
(gray) hatched region is the 3σ evidence region for the SM-like Higgs searches (at 4 fb−1) at
the Tevatron. (b)–(d) The areas surrounded by the dashed black curves correspond to the
regions allowed by present B-physics constraints.
Eq. (14), it is clear that the two quantities are greatly correlated. As we shown in Ref. [15, 16]
for the case of uniform squark masses, Eq. (14) and Eq. (28) imply that
|(∆Ms)SUSYDP |
BR(Bs → µ+µ−)SUSY
∼ 0.034(ps)
tan β
. (41)
Notice that the only SUSY parameters this ratio depends on are MA and tan β. Considering
the present experimental limit on BR(Bs → µ+µ−) in Eq. (19), we showed in Ref. [21] that,
as is apparent in Eq. (41), the double penguin contributions to ∆Ms can be at most a few
ps−1 for MA < 1 TeV. As these corrections are negative with respect to the SM contribution,
they make the theoretical predictions agree slightly better with the experimentally measured
value. However given that the theoretical errors in Eq. (24) and Eq. (25) are large and the
SUSY contributions are small, the ∆Ms measurement only puts a very weak constraint on
Higgs searches once the Bs → µ+µ− bound is imposed.
3.1 Large to moderate Xt and small µ
This scenario is a modified version of the one called maximal mixing because we chose the
sign of AtM3 to be negative. This choice of sign tends to reduce the value of the SM-like Higgs
mass making it easier for the Tevatron collider to possibly probe this scenario. On the other
hand the change in the sign of M3 with respect to that in the maximal mixing scenario [24]
does not significantly affect B-physics constraints and the non-standard Higgs boson search
limits, as can be seen in Fig.9(a) of Ref. [21]. The SM-like Higgs mass depends strongly on the
stop mixing parameter Xt, and it attains its maximum value for Xt ∼
6MSUSY = 2.4 TeV.
For these values of Xt, small µ and small MA, which can be probed at the Tevatron, we need
the sign of µAt to be negative so that the stop-chargino contribution to b → sγ amplitude
in Eq. (33) cancels against that of the charged Higgs in Eq. (32) [21]. The Bs → µ+µ−
constraint in this scenario is quite strong because the Bs → µ+µ− branching ratio in Eq. (14)
is proportional to At, which is large, and in the denominator the factor 1 + ǫ3 tan β ∼ 1, as
the ǫ3 loop-factor is small. The Bu → τν constraint has two allowed regions related to the
two possible signs of the amplitude, as can be seen in Eq. (39). At low values of tan β and
large values of MA the SM contribution dominates, while at complementary values of MA
and tanβ the SUSY contribution dominates.
In Fig. 2 (a) the present limit on the Bs → µ+µ−, and the measurements of the b →
sγ and Bu → τν decay rates allow the green (gray) hatched region for Xt = 2.4 TeV,
M3 = −800 GeV, MSUSY = 1 TeV and µ = −100 GeV. The red (dark gray) region is
excluded by the CDF experiment’s non-standard Higgs search in the inclusive τ+τ− decay
mode. The dotted red (dark grey) is the corresponding excluded region according to the D0
collaboration. The red (dark gray) solid and dashed curves show the regions that can be
excluded by non-standard Higgs searches at the Tevatron for a future luminosity of 4 fb−1
and at the LHC for a luminosity of 30 fb−1 respectively. The black solid and dashed curves
corresponds to the future Bs → µ+µ− limits for the Tevatron at a luminosity of 4 fb−1
and the LHC at a luminosity of 10 fb−1 shown in Eq. (20) and Eq. (21) respectively. A
AM  (GeV)
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
�����������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
��������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
Figure 3: (a)–(d) The lines and the colors correspond to the same quantities as in Fig. (2),
where the SUSY parameters are the same except for Xt = 1 TeV.
reach similar to Eq.(21) and comparable to the standard model prediction is expected at
LHCb with only a few fb−1 of data [36]. As the B-physics allowed region corresponds to
large values of MA and small values of tanβ, the SM contribution to the amplitude of the
Bu → τν process is larger than the SUSY contribution to the same amplitude. The region
where the SUSY contribution to the amplitude of the Bu → τν process is larger than the
SM contribution is excluded by the present bounds on the Bs → µ+µ− branching ratio in
Eq. (19).
As we found in Ref. [21] the maximal mixing scenario is strongly constrained by B-
physics and the addition of the Bu → τν limit makes these constraints even stronger. For
these values of SUSY parameters B-physics constraints prefer low to moderate values of
tan β. In addition the Tevatron will find it difficult to discover a non-standard Higgs boson
for this scenario. Moreover, the LHC at a luminosity of 30 fb−1 will only be able to probe a
very small portion of the B-physics allowed parameter space in the A/H → ττ channel.
In Fig. 2 (b and c) we show the parts of the MA − tanβ that can be probed in Standard
Model Higgs searches at the CMS and ATLAS experiments, respectively. The yellow (light
gray) regions are those that can be probed in h → γγ channel while the green (dark gray)
hatched regions can be probed in h → ττ channel with a luminosity of 30 fb−1 at 5 σ.
Present available studies with the ATLAS detector show that it will be able to probe all of
the B-physics allowed region. According to the new analysis shown in Ref. [28], the CMS
detector may not be able to probe the region of moderate MA in the h → ττ channel.
However due to a significant improvement in the CMS sensitivity in the γγ channel a large
portion of the B-physics allowed region can still be probed. If the sign of AtM3 were positive
the qualitative features of the CMS reach and ATLAS reach would remain the same.
In Fig. 2 (d) we show the region of the MA − tan β plane that the Tevatron can probe
in the h → bb̄ channel with a luminosity of 4 fb−1 per experiment and a signal significance
of 3 standard deviations. For the modified maximal mixing scenario the region that can be
probed is relatively large compared to the standard one [24, 32], because the sign of AtM3
is negative. For negative AtM3 the maximum SM-like Higgs boson mass is approximately
∼ 125 GeV compared to the standard maximal mixing scenario which has 130 GeV as the
maximum Higgs mass [49].
In Fig. 3 we show the effect of going to a lower value of stop mixing parameterXt = 1 TeV.
There are two disconnected B-physics allowed regions for these SUSY parameters shown in
Fig. 3 (a). There is a tiny upper region at around (MA, tanβ) ∼ (150 GeV, 43) and a much
larger lower tan β region where all the B physics constraints are just satisfied. In the upper
region the SUSY contribution to the amplitude of the Bu → τν rate is larger than the SM
contribution to the same process, while in the lower region the opposite is true. The area
between these two regions is excluded because the ratio RBτν in Eq. (40) is below the 2σ
bound. The reach via SM-like Higgs searches for these SUSY parameters, are similar to the
maximal mixing scenario. CMS has difficulties seeing the SM-like Higgs in part of the regions
allowed by B-physics constraints, but the ATLAS experiment will cover all of MA − tanβ
plane. The Tevatron experiments may now cover the whole allowed region of the MA− tanβ
plane at 3σ.
3.2 Large µ and small or negligible Xt
For the minimal mixing scenario, Xt is equal to zero and the chargino-stop contribution to
the b → sγ process is small. Due to a reasonable agreement between the Standard Model
prediction and the experimental measurement of the b → sγ rate, we need the charged Higgs
contribution in Eq. (32) to be small. For a light charged Higgs, this requirement can be
achieved by going to large values of µ, M3 and tan β because of a cancellation between the
tree-level term and the loop induced term in Eq. (32). Since At is small, the Bs → µ+µ−
limit puts a weak constraint on the MA − tan β plane. Additionally, for these values of
parameters the usual bound on tanβ that comes from requiring that yb be perturbative up
to the GUT scale may be relaxed: Since the bottom Yukawa has the form
2mb tan β
v(1 + ǫ3 tanβ)
and as ǫ3 tanβ needs to be real, positive and of order one, for the above cancellation in the
charged Higgs amplitude to occur2, the denominator suppresses the bottom Yukawa coupling
for large values of tan β.
The SM-like Higgs searches put an interesting constraint on scenarios with large values
of |µ| and small values of Xt, since unless MSUSY is sufficiently large the SM-like Higgs mass
tends to be below the LEP bound of 114.4 GeV. The impact of the LEP bound on the
excluded region in the MA− tanβ plane is very sensitive to µ, MSUSY and the top mass. For
instance, for MSUSY ∼ 1 TeV this scenario is highly constrained by the LEP bounds on the
SM-like Higgs mass, but increasing MSUSY to 2 TeV is sufficient to avoid this constraint [56].
The corresponding results for MSUSY = 2 TeV are shown in Fig. 4. We have pre-
viously analyzed this scenario in Ref. [21] without adding the Bu → τν constraints. In
Fig. 4 we see that the addition of this new constraint excludes the diagonal region with
corners (100 GeV, 38), (155 GeV, 28), (450 GeV, 80) and (190 GeV, 65) for the parameters
µ = 1.5 MSUSY and M3 = 0.8 MSUSY . In Fig. 4 (a) we show the effect of the LEP bound on
the B-physics allowed regions. The region below the blue (black) solid line shows the area
excluded by the LEP bound in the MA − tan β plane.
From Fig. 4 (b) and (c) it is clear that the CMS and ATLAS experiment can probe most
of the allowed B-physics regions of the MA − tanβ plane, using SM-like Higgs searches in
the h → γγ and the h → ττ channels. CMS has an inaccessible region at large MA in the
ττ -channel because in this region the τ Yukawa coupling is only slightly above the standard
model value and according to Ref. [28] CMS does not have a 5σ signal significance with
30 fb−1 of data for any standard model Higgs mass. However, given that the Higgs mass
and the h → ττ coupling vary smoothly with MA and tan β the discovery potential is also
above 4σ for most of the region that appears inaccessible in Fig. 4 (b). Again, at 4 fb−1 the
Tevatron could have a 3σ evidence over most of the parameter space allowed by B-physics
and the LEP Higgs mass bound.
We would like to stress that the B physics and the LEP excluded regions, for the minimal
mixing scenario, allow a clear region of MA = 130 − 170 GeV and tan β = 50 − 70. These
values are easily within the Tevatron’s sensitivity region for non-standard Higgs searches in
the ττ channel. In addition, the SM-like Higgs boson mass is close to the current limit and
therefore should be visible at the Tevatron at the 3 σ level with an increase in sensitivity
and luminosity. Both CDF and D0 collaborations have recently made public their findings
in the inclusive A → ττ channel at a luminosity of 1 fb −1. The CDF experiment finds a
slight excess [26] while the D0 experiment [25] finds a reduction in the signal for the same
values of the the ττ visible mass. The D0 limit further limits the upper B-physics allowed
region to values of MA = 130− 150 GeV and tan β ∼ 55.
This scenario can be relatively insensitive to small changes in the value of Xt. It would
seem that increasing the value ofXt would make the Bs → µ+µ− constraint extremely strong.
However, there is a 1/µ2 dependence from the (1 + ǫ30)(1 + ǫ3) factor in the denominator of
Eq. (14) and only a linear µ dependence in its numerator. Thus as long as the loop factors
2 An exact cancellation is not needed due to the theoretical and experimental uncertainties so a small
phase is also allowed
AM  (GeV)
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
��������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
AM  (GeV)
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
����������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
AM  (GeV)
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
Figure 4: (a)–(d) The lines and the colors correspond to the same quantities as in Fig. (2),
where the SUSY parameters are the same except for Xt = 0 GeV, µ = 1.5 MSUSY and
MSUSY = 2 TeV. The region below the blue (black) solid line corresponds to the area
excluded by the LEP bound on the SM-like Higgs boson for mt = 170.9 GeV.
ǫ are positive and µ is large, even moderate values of Xt do not strengthen the Bs → µ+µ−
constraint. Additionally at large values of µ, M3 and tanβ the charged Higgs contribution
to the b → sγ amplitude in Eq. (32) may have the opposite sign to the SM one, a novel result
that only occurs for this range of parameters. In this region of parameter space, to cancel
this negative charged Higgs amplitude we need the chargino-stop contribution in Eq. (33) to
be positive or the sign of µAt to be positive.
3.3 Small αeff
This scenario was studied in Ref. [56] in which the off-diagonal components of the CP-even
Higgs mass matrix are approximately zero. This approximate cancellation can be achieved
by making, for instance, the following choice of parameters
µ = 2.5 TeV, Xt = −1200.0 TeV, MSUSY = 800GeV, M3 = 500GeV. (43)
A consequence of this cancellation is that the couplings of the SM-like Higgs boson to the
b-quarks and τ -leptons are suppressed.
AM  (GeV)
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
������
������
������
������
������
������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
AM  (GeV)
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
�����������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
����������������������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
�������
AM  (GeV)
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
�����������������������
AM  (GeV)
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
���������
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
 100  150  200  250  300  350  400  450  500
Figure 5: (a)–(d) The lines and the colors correspond to the same quantities as in Fig. (2),
where the SUSY parameters are the same except for M3 = 500 GeV, MSUSY = 800 GeV,
Xt = −1.2 TeV and µ = 2.5 TeV.
In Fig. 5 we present the effect of this choice of parameters on the B-physics allowed region
and on Higgs searches at the LHC and Tevatron. The B-physics constraints are quite severe
and similar to the large Xt scenario we discussed above. The h → γγ channel for SM-like
Higgs searches is enhanced because the h → τ τ̄ and h → bb̄ branching ratios are suppressed,
leading to an enhancement of the h → γγ branching ratio. Therefore the CMS and ALTAS
experiments will be able to probe a large part of the MA−tan β plane in the h → γγ channel.
The Tevatron will not be able to probe most of the B-physics allowed region because of the
suppression of the h → bb̄ branching ratio.
4 Conclusions
In this article we have studied the inter-play between B-physics constraints and Higgs
searches at hadron colliders in the framework of minimal flavor violating SUSY models.
The results we present here depend on the projected sensitivities of the CMS and ATLAS
experiments and the Tevatron collider in the different SM-like and non-standard Higgs boson
channels. The Tevatron projections assumed in this work [55] need to be further solidified
by improvements in the analyses that CDF and D0 are performing. Both CMS and ATLAS
have recently performed improvements in their projections in the γγ inclusive channel and
CMS has also recently updated their h → ττ vector boson fusion study [28]. We have illus-
trated this interplay between Higgs searches at hadron colliders and B-physics constraints
using four benchmark senarios.
In particular the B-physics constraints are extremely severe for SUSY parameters which
have large values of Xt and small values of µ. For SM-like Higgs boson searches the LHC
experiments should be able to probe all of the allowed region of parameter space with 30 fb−1,
but the Tevatron collider will have difficulties doing this with 4 fb−1 of data. Discovering
a SM-like Higgs boson at the CMS experiment with 30 fb−1 of data will be challenging in
this scenario, since CMS has a better sensitivity in the h → γγ rather than in the h → ττ
channel and as the hbb̄ and the hτ τ̄ couplings are somewhat enhanced for moderate or small
MA, the h → γγ branching ratio is smaller than in the SM. On the other hand, the ATLAS
experiment will easily probe the allowed region of parameter space because the h → ττ
branching ratio is enhanced for these values of SUSY parameters. The Tevatron will find it
very difficult to detect a SM-like Higgs in this scenario because the SM-like Higgs is heavy
and the signal significance, in the h → bb̄ channel, drops sharply with increasing Higgs
mass. Additionally, in this scenario the B-physics constraints favor regions which have large
values of MA and low values of tanβ while the non-standard Higgs boson searches at hadron
colliders are less efficient in these regions. Therefore at a luminosity of 30 fb−1 the LHC
will be able to observe the SM-like Higgs, but may find it difficult to discover non-standard
Higgs bosons.
The B-physics constraints are far weaker for large values of µ and small values of Xt due
to a suppression of SUSY contributions to the Bs → µ+µ− and the b → sγ rates. At the
same time the present LEP bounds on the SM-like Higgs mass put strong constraints on
the allowed regions of parameter space, in particular for MSUSY ≤ 1 Tev. For the minimal
mixing scenario with MSUSY = 2 TeV we have studied, the LHC will be able to probe most
of the B-physics allowed region in non-standard Higgs searches, for values of MA < 500 GeV.
For SM-like Higgs searches, with 30 fb−1 of data, the CMS collaboration should be able to
probe most of the allowed regions, while the ATLAS collaboration will be able to probe all
of them. In addition, this scenario is the most promising for the Tevatron to detect both the
SM-like Higgs and the non-standard Higgs bosons in the near future.
The final benchmark scenario we studied was that of small αeff . Due to the suppression
of SM-like Higgs couplings to b-quarks and τ ’s, the γγ channel is enhanced. Due to this
enhancement both the LHC experiments will be able to discover the SM-like Higgs over
most of the B-physics allowed parameter space. The Tevatron will find it difficult to detect
a SM-like Higgs due its mass and suppressed couplings to bb̄.
In conclusion, scenarios with lower values of stop mixing parameter Xt and larger values
of higgsino mass parameter µ will be easier to probe at hadron colliders through direct higgs
searches of both standard and non-standard Higgs bosons. At larger values of Xt, direct
non-standard Higgs boson searches are strongly constrained by present bounds on B-physics
observables. On the other hand, the SM-like Higgs boson mass is enhanced through radiative
corrections, rendering it more easily detectable at the LHC. Finally, the observation of a SM-
like Higgs in the h → ττ channel and not in the h → γγ or vice versa, may be used to obtain
additional information on the values of the supersymmetry breaking parameters.
Acknowledgements: M.C. and C.W. would like to thank the Aspen Center for
Physics, where part of this work was done. We wish to thank Patricia Ball, Thomas Becher,
Avto Kharchilava, Enrico Lunghi, Matthias Nuebert and Frederic Teubert. Work at ANL is
supported in part by the US DOE, Div. of HEP, Contract DE-AC02-06CH11357. Fermilab is
operated by Universities Research Association Inc. under contract no. DE-AC02-76CH02000
with the DOE. This work was also supported in part by the U.S. Department of Energy
through Grant No. DE-FG02-90ER40560.
References
[1] J. R. Ellis, G. Ridolfi and F. Zwirner, Phys. Lett. B 257, 83 (1991).
J. R. Ellis, G. Ridolfi and F. Zwirner, Phys. Lett. B 262, 477 (1991).
Y. Okada, M. Yamaguchi and T. Yanagida, Prog. Theor. Phys. 85, 1 (1991).
M. A. Diaz and H. E. Haber, Phys. Rev. D 45, 4246 (1992).
[2] M. Carena, J. Espinosa, M. Quirós and C. Wagner, Phys. Lett. B 355 (1995) 209,
hep-ph/9504316;
M. Carena, M. Quirós and C. Wagner, Nucl. Phys. B 461 (1996) 407, hep-ph/9508343.
[3] M. Carena, M. Quiros and C. E. M. Wagner, Nucl. Phys. B 461, 407 (1996)
[arXiv:hep-ph/9508343].
[4] H.E. Haber, R. Hempfling and A.H. Hoang, Z. Phys. C 75, 539 (1997),
[arXiv:hep-ph/9609331].
[5] S. Heinemeyer, W. Hollik and G. Weiglein, Eur. Phys. J. C 9, 343 (1999)
[arXiv:hep-ph/9812472].
[6] M. Carena, H. Haber, S. Heinemeyer, W. Hollik, C. Wagner, and G. Weiglein, Nucl.
Phys. B 580 (2000) 29, hep-ph/0001002.
J. R. Espinosa and R. J. Zhang, JHEP 0003, 026 (2000) [arXiv:hep-ph/9912236].
[7] J. Espinosa and R. Zhang, Nucl. Phys. B 586 (2000) 3, hep-ph/0003246.
[8] A. Brignole, G. Degrassi, P. Slavich and F. Zwirner, Nucl. Phys. B 631 (2002) 195,
hep-ph/0112177; Nucl. Phys. B 643 (2002) 79, hep-ph/0206101.
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9504316
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9508343
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9508343
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9609331
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9812472
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0001002
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9912236
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0003246
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0112177
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0206101
[9] G. Degrassi, S. Heinemeyer, W. Hollik, P. Slavich and G. Weiglein, Eur. Phys. J. C
28 (2003) 133, hep-ph/0212020.
[10] M. Carena and H. E. Haber, Prog. Part. Nucl. Phys. 50, 63 (2003)
[arXiv:hep-ph/0208209].
[11] S. Heinemeyer, W. Hollik, H. Rzehak and G. Weiglein, Eur. Phys. J. C 39 (2005) 465,
hep-ph/0411114.
[12] S. Martin, Phys. Rev. D 67 (2003) 095012, hep-ph/0211366; Phys. Rev. D 71 (2005)
016012, hep-ph/0405022;
[13] S. Bertolini, F. Borzumati, A. Masiero and G. Ridolfi, Nucl. Phys. B 353, 591 (1991).
[14] G. Isidori and A. Retico, JHEP 0111, 001 (2001) [arXiv:hep-ph/0110121].
[15] A. J. Buras, P. H. Chankowski, J. Rosiek and L. Slawianowska, Phys. Lett. B 546, 96
(2002) [arXiv:hep-ph/0207241].
[16] A. J. Buras, P. H. Chankowski, J. Rosiek and L. Slawianowska, Nucl. Phys. B 659, 3
(2003) [arXiv:hep-ph/0210145].
[17] K. S. Babu and C. F. Kolda, Phys. Rev. Lett. 84, 228 (2000) [arXiv:hep-ph/9909476].
[18] A. Dedes and A. Pilaftsis, Phys. Rev. D 67, 015012 (2003) [arXiv:hep-ph/0209306].
[19] D. A. Demir, Phys. Lett. B 571, 193 (2003) [arXiv:hep-ph/0303249].
[20] J. Foster, K. i. Okumura and L. Roszkowski, JHEP 0508, 094 (2005)
[arXiv:hep-ph/0506146].
[21] M. Carena, A. Menon, R. Noriega-Papaqui, A. Szynkman and C. E. M. Wagner, Phys.
Rev. D 74, 015009 (2006) [arXiv:hep-ph/0603106].
[22] K. Ikado et al., arXiv:hep-ex/0604018.
[23] B. Aubert et al. [BABAR Collaboration], arXiv:hep-ex/0608019.
[24] M. Carena, S. Heinemeyer, C. E. M. Wagner and G. Weiglein, Eur. Phys. J. C 45, 797
(2006) [arXiv:hep-ph/0511023].
[25] http://www-d0.fnal.gov/Run2Physics/WWW/results/prelim/HIGGS/H29/ D0 Note
5331-CONF
[26] http://www.physics.ucdavis.edu/%7Econway/talks/ConwayAspen2007.pdf
[27] See,for example, B. Heinemann presentation to the P5 Committee, Fermilab, Septem-
ber 2006, http://hep.ph.liv.ac.uk/∼beate/homepage/p5-discovery.pdf
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0212020
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0208209
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0411114
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0211366
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0405022
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0110121
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0207241
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0210145
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9909476
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0209306
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0303249
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0506146
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0603106
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0604018
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0608019
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0511023
http://www-d0.fnal.gov/Run2Physics/WWW/results/prelim/HIGGS/H29/
http://www.physics.ucdavis.edu/
http://hep.ph.liv.ac.uk/~beate/homepage/p5-discovery.pdf
[28] Talk by A. Nikitenko, ICHEP conference 2006, Moscow, Russia, July 2006,
http://ichep06.jinr.ru/reports/327 7s6 17p10 nikitenko.ppt
ATLAS note: SN-ATLAS-2003-024, Prospects for the search for a Standard Model
Higgs boson in Atlas using Vector Boson Fusion
Talk by F Gianotti ICHEP conference 2006, Moscow, Russia, July 2006,
http://ichep06.jinr.ru/programme.asp
http://documents.cern.ch/cgi-bin/setlink?base=atlnot&categ=CONF&id=phys-conf-
2006-018
[29] M. Carena, D. Hooper and P. Skands, Phys. Rev. Lett. 97, 051801 (2006)
[arXiv:hep-ph/0603180].
M. Carena, D. Hooper and A. Vallinotto, Phys. Rev. D 75, 055010 (2007)
[arXiv:hep-ph/0611065].
[30] M. Carena, S. Mrenna and C. E. M. Wagner, Phys. Rev. D 60, 075010 (1999)
[arXiv:hep-ph/9808312].
M. Carena, S. Mrenna and C. E. M. Wagner, Phys. Rev. D 62, 055008 (2000)
[arXiv:hep-ph/9907422].
[31] L. Roszkowski, R. R. de Austri and R. Trotta, arXiv:hep-ph/0611173.
[32] U. Aglietti et al., arXiv:hep-ph/0612172.
[33] G. Buchalla, A. J. Buras and M. E. Lautenbacher, Rev. Mod. Phys. 68, 1125 (1996)
[arXiv:hep-ph/9512380].
[34] R. Bernhard et al. [CDF Collaboration], arXiv:hep-ex/0508058.
[35] Nikolai Nikitine, talk given at ”FLAVOUR IN THE ERA OF THE LHC” Opening
plenary meeting: CERN, November 7-10 2005;
R. McPherson, talk given at the Aspen Winter Conference, Aspen, CO, February
12–18, 2006, http://www.aspenphys.org
[36] http://teubert.web.cern.ch/teubert/BsmumuLHCb.ppt
[37] M. Bona et al. [UTfit Collaboration], “The unitarity triangle fit in the standard model
and hadronic parameters from lattice QCD: A reappraisal after the measurements of
Delta(m(s)) and JHEP 0610, 081 (2006) [arXiv:hep-ph/0606167].
[38] J. Charles et al. [CKMfitter Group], Eur. Phys. J. C 41, 1 (2005)
[arXiv:hep-ph/0406184];
http://www.slac.standford.edu/xorg/ckmfitter/plots eps2005/ckmEval results eps 05.ps
[39] V. M. Abazov et al. [D0 Collaboration], Phys. Rev. Lett. 97, 021802 (2006)
[arXiv:hep-ex/0603029].
http://ichep06.jinr.ru/reports/327_7s6_17p10_nikitenko.ppt
http://ichep06.jinr.ru/programme.asp
http://documents.cern.ch/cgi-bin/setlink?base=atlnot
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0603180
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0611065
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9808312
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9907422
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0611173
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0612172
http://arxiv.org/abs/hep-ph/9512380
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0508058
http://www.aspenphys.org
http://teubert.web.cern.ch/teubert/BsmumuLHCb.ppt
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0606167
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0406184
http://www.slac.standford.edu/xorg/ckmfitter/plots_eps2005/ckmEval_results_eps_05.ps
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0603029
[40] S. Giagu [CDF Collaboration], arXiv:hep-ex/0610044.
[41] [Heavy Flavor Averaging Group (HFAG)], arXiv:hep-ex/0603003.
[42] T. Becher and M. Neubert, Phys. Rev. Lett. 98, 022003 (2007) [arXiv:hep-ph/0610067].
[43] G. Degrassi, P. Gambino and G. F. Giudice, JHEP 0012, 009 (2000)
[arXiv:hep-ph/0009337].
[44] M. Carena, D. Garcia, U. Nierste and C. E. M. Wagner, Phys. Lett. B 499, 141 (2001)
[arXiv:hep-ph/0010003].
[45] G. Isidori and P. Paradisi, Phys. Lett. B 639, 499 (2006) [arXiv:hep-ph/0605012].
[46] W. S. Hou, Phys. Rev. D 48, 2342 (1993).
[47] A. G. Akeroyd and S. Recksiegel, J. Phys. G 29, 2311 (2003) [arXiv:hep-ph/0306037].
[48] E. Brubaker et al. [Tevatron Electroweak Working Group], arXiv:hep-ex/0608032.
[49] J. S. Lee, A. Pilaftsis, M. Carena, S. Y. Choi, M. Drees, J. R. Ellis and C. E. M. Wagner,
Comput. Phys. Commun. 156, 283 (2004) [arXiv:hep-ph/0307377].
[50] S. Abdullin et al., Eur. Phys. J. C 39S2, 41 (2005).
[51] R. Kinnunen and S. Lehti, CMS Note 2006/075.
[52] A. Kalinowski, M. Konecki and D. Kotlinski, CMS Note 2006/105.
[53] S. Lehti, CMS Note 2006/101.
[54] S. Gennai, S. Heinemeyer, A. Kalinowski, R. Kinnunen, S. Lethi, A. Nikitenko, G.
Weiglein, arXiv:0704.0619v1 [hep-ph]
[55] L. Babukhadia et al. [CDF and D0 Working Group Members], FERMILAB-PUB-03-
320-E
[56] M. Carena, S. Heinemeyer, C. E. M. Wagner and G. Weiglein, Eur. Phys. J. C 26
(2003) 601 [arXiv:hep-ph/0202167].
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0610044
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0603003
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0610067
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0009337
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0010003
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0605012
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0306037
http://arxiv.org/abs/hep-ex/0608032
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0307377
http://arxiv.org/abs/0704.0619
http://arxiv.org/abs/hep-ph/0202167
	Introduction
	Theoretical Setup
	Higgs Searches and Benchmark Scenarios
	Couplings and Masses of the Higgs Sector in the MSSM
	SM-like Higgs Boson Searches
	Non-standard Higgs Boson Searches
	B Physics Observables and Limits
	BR(Bs + -)
	BR(b s )
	BR(Bu )
	B physics constraints and Higgs searches at hadron Colliders
	Large to moderate Xt and small 
	Large  and small or negligible Xt 
	Small eff
	Conclusions
