Исследование образования адронов в e+e- взаимодействиях в экспериментах DELPHI и Belle, прецизионное измерение массы и времени жизни τ-лептона в эксперименте Belle тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.23 ВАК РФ

Шапкин, Михаил Михайлович АВТОР
доктора физико-математических наук УЧЕНАЯ СТЕПЕНЬ
Протвино МЕСТО ЗАЩИТЫ
2014 ГОД ЗАЩИТЫ
   
01.04.23 КОД ВАК РФ
Автореферат по физике на тему «Исследование образования адронов в e+e- взаимодействиях в экспериментах DELPHI и Belle, прецизионное измерение массы и времени жизни τ-лептона в эксперименте Belle»
 
Автореферат диссертации на тему "Исследование образования адронов в e+e- взаимодействиях в экспериментах DELPHI и Belle, прецизионное измерение массы и времени жизни τ-лептона в эксперименте Belle"

® Государственный научный центр Российской Федерации -

I I з Институт физики высоких энергий

I I Э Национального исследовательского центра

ЕрИ «Курчатовский институт»

2014-10

На правах рукописи

005555799

Шапкин Михаил Михайлович

ИССЛЕДОВАНИЕ ОБРАЗОВАНИЯ АДРОНОВ В е+е" ВЗАИМОДЕЙСТВИЯХ В ЭКСПЕРИМЕНТАХ DELPHI И BELLE, ПРЕЦИЗИОННОЕ ИЗМЕРЕНИЕ МАССЫ И ВРЕМЕНИ ЖИЗНИ т-ЛЕПТОНА В

ЭКСПЕРИМЕНТЕ BELLE

\

01.04.23 — физика высоких энергий 27 НОЯ 2014

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Протвино 2014

005555799

М-24

УДК 539.1.07

Работа выполнена в ФГБУ ГНЦ ИФВЭ НИЦ «Курчатовский институт» (г. Протвино).

* • Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук, профессор В.Б.Гаврилов (ФГБУ ГНЦ ИТЭФ, г.Москва), доктор физико-математических наук, профессор Н.В.Красников (ИЯИ РАН, г.Троицк), доктор физико-математических наук, профессор •Л.Н. Смирнова (НИИЯФ МГУ, г. Москва).

Ведущая организация - Объединенный институт ядерных исследований (г.Дубна.).

Научный консультант - член-корреспондент РАН В.Ф.Образцов.

- . Защита диссертации состоится "_"_2014 г.

в,—-- часов на заседании диссертационного совета Д 201.004.01

при ФГБУ ГНЦ ИФВЭ НИЦ «Курчатовский институт» по адресу: ,142281, Московская область, г. Протвино, площадь Науки, дом 1.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ФГБУ ГН1 ИФВЭ НИЦ "Курчатовский институт" .

Автореферат разослан " "___ 2014 г.

■Ученый секретарь

диссертационного совета Д 201.004.01 Ю.Г. Рябов

. . (с) Государственный научный центр Российской Федерации -,■■ Институт физики высоких энергий

НИЦ «Курчатовский институт», 2014

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Целью диссертационной работы является представление результатов по:

• измерению сечения редких эксклюзивных процессов е+е~ —> фг], е+е~ —У фг]', е+е~ -> рг) и е+е~ —рт/ при энергии 10.58 GeV, проведение сравнения с предсказаниями теоретических моделей для этих процессов;

• проведению исследования инклюзивного образования (ККтг)® в адронных распадах Z-бозона в интервале масс 1.2-1.6 GeV, измерение масс и ширин образованных состояний, измерение парциальных ширин распада Z-бозона в эти состояния;

• проведению поиска экзотических пятикварковых состояний (пентакварков) на установке DELPHI в адронных распадах Z-бозона в каналах распада pKs, рК+, Е~тт~, pD*~, pD*+ при демонстрации наличия сигналов от стандартных трехкварко-вых состояний в каналах рК~ (Л(1520)) и Н~7г+ (2(1530));

• исследованию инклюзивного образования J/ф мезонов в фотон-фотонных столкновениях на установке DELPHI при энергиях е+е~ взаимодействия примерно 190 GeV, проведение сравнения экспериментальных данных с предсказаниями цветовых синглетных и цветовых октетных моделей;

! • проведению анализа инклюзивного образования заряженных адронов. в фотон-фотонных взаимодействиях при энергиях е+е~ взаимодействия примерно 190 GEV, сравнение экспериментального дифференциального спектра da/dPt заряженных с предсказанием NLO QCD вплоть до больших Pt, доступных на ускорителе LEP II; . ■ • ' поиску основного состояния системы bb, щ мезона, в процессе : :. 77 ->

• измерению массы т-лептона и разности масс т+ иг-; .■■.• « измерению времени жизни т-лептона и разности времён жизни т+ иг-.

Актуальность и научная новизна затронутых в диссертации йроблем определяется, прежде всего, получением основанных на большой статистике новых результатов по измерению времени жизни и массы т-лептона и разности времен жизни и масс т-лептона и его античастицы в эксперименте Belle на КЕКВ. Была использована новая методика для измерения времени жизни т-лептона. Впервые были измерены сечения эксклюзивных реакций е+е~ -4 фт]', е+е~ —> рт] и ; prf при энергии 10.58 GeV. Впервые было обнаружено

инклюзивное образование J/tp мезонов в фотон-фотонных столкновениях, позволяющее количественно оценить присутствие глюонной компоненты в партонной структуре фотона.

Автор защищает полученные в экспериментах Belle и DELPHI результаты поиска, измерения и исследования:

- сечений редких эксклюзивных процессов е+е~ —>• фг], е+е~ —> фг/, е+е~ —> рг] и е+е~ —У prj' при энергии 10.58 GeV; ■ . - инклюзивного образования (КК7г)° в адронных распадах Z-

бозона в интервале масс 1.2-1.6 GeV; . . - экзотических пятикварковых состояний (пентакварков) на : установке DELPHI в адронных распадах Z-бозона в каналах распада pKs, рК+, Z~ir~, pD*~, pD*+; ; • - инклюзивного образования J/^ мезонов в фотон-фотонных столкновениях на установке DELPHI при энергиях е+е~ взаи-■;' модействия примерно 190 GeV;

- инклюзивного образования заряженных адронов в фотон-фотонных взаимодействиях при энергиях е+е~ взаимодействия примерно 190 GEV;

- основного состояния системы bb, щ мезона, в процессе 77 —> г\ъ\

- массы т-лептона и разности масс т+ и т-;

- времени жизни т-лептона и разности времён жизни т+ и т~.

Практическая ценность диссертационной работы заключается в том, что полученные соискателем данные могут быть использованы для проверки гипотезы лептонной универсальности Стандартной Модели, постановки ограничений на использование экзотических мо-,елей с нарушенной СРТ инвариантностью, развития теоретических годелей множественного образования частиц.

Апробация работы и публикации. Диссертация выполнена в 1нституте физики высоких энергий. В ее основу положены работы 1]-[12], выполненные при участии автора в 2000 - 2014 гг. и опубликованные в журналах "Physical Review Letters", "Physics Letters В", "Nuclear Physics B", "European Physical Journal C", "Journal of High Energy Physics", в виде препринтов ЦЕРН и КЕК, а также в 1атериалах международных конференций [13]-[19]. Основные результ 'аты этих работ докладывались на международных конференциях ю физике высоких энергий, сессиях Отделения ядерной физики АН СССР, научных семинарах ИФВЭ, ЦЕРН и КЕК.

Структура диссертации. Работа изложена на 225 страницах, юстоит из введения, семи глав и заключения, содержит 106 рисун-сов, 12 таблиц, список цитируемой литературы из 123 пунктов.

СОДЕРЖАНИЕ РАБОТЫ

. • * В первой главе содержится описание эксперимента Belle на асимметричном е+е~ коллайдере КЕКВ. Кратко описаны особенности коллайдера КЕКВ, и элементы детектора КЕКВ. Приведены точностные характеристики детекторов заряженных частиц и электромагнитного калориметра. Описаны система идентификации частиц, триггерная система и моделирование детектора. . Вторая глава посвящена описанию эксперимента DELPHI на é+e~ коллайдере LEP. Кратко описаны устройство и точностные характеристики трековых детекторов, электромагнитных и адронно-:.гр калориметров, детекторов идентификации заряженных адронов, электронов, фотонов и мюонов. Описаны также триггер, алгоритмы . идентификации частиц, системы сбора данных, моделирование детектора.

л. В третьей главе представлены измерения сечений эксклюзивных процессов е+е~ —>- фт], е+е~ —> фг/, е+е~ —>• рт] и е+е~ -» рт/ при энергии 10.58 GeV.

■ В разделе 3.1 обосновывается актуальность данного исследования. Указывается, что измеренное сечение реакции е+е~ —> J/^r]c в экспериментах Belle и BABAR оказалось существенно выше теоретически предсказанного. Основная диаграмма для рождения двойного чарма аналогична диаграмме, описывающей реакцию е+е~ —>■ фг](г/), где с-кварки заменяются на s-кварки. Анализируя эти реакции все вместе можно глубже понять лежащие в основе физические процессы. В дополнение к реакциям е+е~ —> фг](г}') в эксперименте Belle есть возможность изучения реакций е+е~ —l рг)(т}') которые тоже принадлежат к классу VP, но с другой изоспиновой конфигурацией., Модели, основанные на КХД, дают зависимость от энергии сечения реакции е+е~ —VP. Сравнение результатов, полученных в эксперименте Belle с результатами других экспериментов при более низких энергиях позволяет проверить предсказания этих моделей. ; В разделе 3.2 представлены отбор событий и определение сечений. Наиболее существенные критерии отбора следующие:

• разность между энергией УР кандидатов в СМ и \/1 коллай-дера КЕКВ должна быть в диапазоне от -0.3 до +0.2 веУ;

• угол между V и Р кандидатами в СМ должен выть больше 175 градусов.

Разрешение по энергии V и Р кандидатов и по углу между ними примерно одинаково для всех анализируемых топологий. Для иллюстрации обоснованности сделанных обрезаний на рисунке 1 а) и Ь) показаны Монте Карло распределения для разности энергии УР кандидатов в СМ и -^/5 и угла между V и Р кандидатами в СМ для реакции е+е~ —» фг/ —> К+К~-к+-к~^/ Черным цветом (распределения расположенные выше) показаны распределения для всех Монте Карло событий, красным цветом показаны те же распределения для событий прошедших все критерии отбора кроме обрезания по Данной переменной. В данном анализе рассматривались следующие моды

¿E (GeV) Andle (degree)

Рис. 1. Распределения для Монте Карло событий для реакции е+е~

фгf —> К+К~ 7Г+7Г_7. а) Разность между энергией фц' в СМ и т/s коллайдера КЕКВ. Ь) Угол между кандидатами ф и r¡ в СМ. Стрелками показаны обрезания, сделанные для реальных данных. Черным цветом (распределения расположенные выше) показаны распределения для всех Монте Карло событий, красным цветом показаны те же распределения для событий прошедших всё критерии отбора кроме обрезания по данной переменной.

распадов векторных и псевдоскалярных мезонов: <£(1020) К+К~, р —^ 7Г+7Г—, т] —» 77, т/ —> 7Г+7Г~7, rf —> г/7г+7г-. После наложения перечисленных выше обрезаний во всех рассматриваемых каналах реак-

ций видны значимые концентрации событий на двумерных распределениях возле масс соответствующих векторных и псевдоскалярных мезонов. В качестве примера на рисунке 2 приведено двумерное распределение для реакции е+е_ —>• </>(1020)?/ —> а также Соответствующие одномерные распределения (рисунок За) и Ь)) с результатом фита двумерного распределения, который будет описан ниже. Чтобы получить число сигнальных событий проводился фит

"о >

§1.1

Я £ ' Е

т(К*К") (ввУ/с2)

-, Рис. 2; Двумерное распределение для процесса е+е~ ->■ фт}'

К+К~1г+тт~^. Пунктирные линии показывают массовые диапазоны, используемые для построения одномерных проекций.

а)

т(ЮК") (ввУ/с2)

0Я 1 1.1

т(к*ку) (СеЧ1с2)

Рис. 3.

Проекции двумерного распределения т(К+К~) уб. т(тг+7г-7) на а) т(К+К~) и Ь) т(7г+7Т-7) для реакции е+е~ фт] -» К+К'-к+тт-^. Сплопшыми линиями показан результат фита двумерного распределения, пунктирными линиями показан вклад фона.

двумерных распределений методом максимума правдоподобия. При

этом предполагалось, что массовые распределения для векторных и псевдоскалярных частиц некоррелированы. При этом предположении двумерные распределения на могут быть представлены как произведения двух одномерных плотностей функций распределения, по одному для каждой размерности. Статистическая значимость сигналов определялась как л/-21п(Ьо/Ьтах), где Ь0 И 1-'тах величины правдоподобий, полученных из фита при числе сигнальных событий фиксированном на нуле и являющемся свободным параметром, соответственно. Из чисел сигнальных событий N соответствующие сечения определялись по формуле:

Ь х Ву х Вр х б' ^ ;

где Ь - интегральная светимось (516 Аэ-1), Ву, Вр - бренчинги соответствующих каналов распада для векторных и псевдоскалярных мезонов, е - соответствующая эффективность для сигнала. Эффективности для сигналов определялись с помощью Монте Карло событий. Триггер также симулировался с помощью Монте Карло. Его эффективность примерно 93% для топологий с двумя заряженными треками и выше 97% для четырёхтрековых топологий.

В разделе 3.3 проведён анализ систематических погрешностей. Систематическая погрешность в определении эффективности регистрации распада Т] —>■ 77 определяется погрешностями в моделировании электромагнитных ливней в калориметре и в другом веществе детектора, она составляет примерно 4%. Систематическая погрешность в восстановлении заряженных треков оценивалась в анализе распадов —> 7Г+ —> К~7г+7г+ и равняется 1% на трек. Сй-

стематическая погрешность, вносимая процедурой фита двумерного распределения оценивалась по разнице в полученных числах сигнальных событий для случая фита с фиксированными массами и ширинами и для случая когда они были свободными параметрами. Эта оценка даёт погрешность 1.5%. Погрешность в измерении светимости определяется точностью генератора ВЬаЬЬа событий, которая равна 1.4%. Погрешность эффективности идентификации заряженного каона оценивалась из сравнения эффективностей каонной идентификации в распадах £>°7Г+ —> К~л+п+ в данных и Монте

Карло событиях. Её величина 0.5% на один каон. Систематические погрешности для всех анализированных реакций оказались в диапазоне от 5.0% до 7.4%.

.• :. В разделе 3.4 проводится анализ радиационных поправок для экспериментально измеряемой реакции е+е~ —» VP[nj], где 717 это Излучение мягких фотонов, которые не могут быть эффективно измерены в детекторе.

В разделе 3.5 проводится сравнение полученных результатов с данными экспериментов CLEO и Belle, а также с теоретическими предсказаниями. Результаты сравнения приведены в таблице 1. Из

Таблица 1. Величины радиационно поправленных сечений реакций ■ е+е~ —> VP, измеренные в Belle, предсказанные теоретически

■ (ci, сг2) и измерение BABAR.

. Реакция а0 Belle (fb) (fb) СТ2 (fb) сто BaBar (fb)

■ е+е- <-¥ фг] ; е+е~■—> фт/ е+е~ —> рт\ е+е~ —> рт/ 1.4 ±0.4 ±0.1 5.3 ±1.1 ±0.4 3.1 ±0.5 ±0.1 3.3 ±0.6 ±0.2 3.3 - 4.3 4.4 - 5.8 2.4-3.1 1.5-2.1 2.4 - 3.4 3.5-5.0 2.4-3.5 1.6-2.3 2.9 ±0.5 ±0.1

таблицы 1 мы видим, что при сравнении с теоретическими предсказаниями экспериментальные данные Belle для сечения е+е~ фт] Значительно ниже, е+е~ рг/ примерно на 1.8сг выше, в то время, как е+е~ —> фт/ и е+е~ prj согласуются в пределах ошибок с теорией. Имеется также расхождение между экспериментальными данными и предсказанием модели для отношения сечения рождения 77 мезона вместе с векторными мезонами к сечению такого же рождения т/ мезона. Как видно из таблицы 1, теоретические модели предсказывают > но это не наблюдается в данных.

Зависимость от энергии сечений рассматриваемых реакций очень важно для проверки теоретических моделей. Из имеющихся данных мы не не можем сделать какое-либо определённое заключение об энергетической зависимости реакций е+е~ —> VP.

В разделе 3.6 проводится сравнение результатов, полученных в пике резонанса Т(45) с данными вне Т(45) резонанса. Это нужно для проверки того, являются ли наблюдаемые сигналы продуктами распада Т(45). Были промасштабированы сигналы вне резонанса к интегральной светимости данных в резонансе, затем были вычтены из сигналов в резонансе. Полученные результаты можно представить как верхние пределы с 90% уровнем достоверности, которые равны 1.8 х Ю-6, 4.3 х Ю-6, 1.3 х Ю-6, 2.5 х Ю-6 для каналов фг], фг}', рт], рг)' соответственно. Систематические погрешности также были учтены при вычислении верхних пределов.

Четвёртая глава посвящена анализу адронных распадов Z бозона. Было проведено исследование инклюзивного образования (ККтг)а в интервале масс 1.2-1.6 ОеУ. Обнаружены два состояния, измерены массы и ширины обнаруженных состояний. Были измерены парциальные ширины распада Z бозона в эти состояния и проведен парциально-волновой анализ системы [КК7г)° для определения квантовых чисел обнаруженных состояний.

Был проведен поиск экзотических пятикварковых состояний (пентакварков). Сигналы искались в каналах рК3, рК+, рИ*~, рИ*+. В работе было продемонстрировано наличие стандартных трехкварковых состояний в каналах рК~ (Л(1520)) и Н~7Г+ (Е(1530)). Были установлены верхние пределы на парциальные ширины распада Z бозона в приведенные выше моды распада пентак--варков.

В разделе 4.1 описывается состояние по данной тематике с точки зрения эксперимента на момент проведения описываемых анализой. Указывается, что наиболее интенсивно в экспериментах на ЬЕР I изучались Б-волновые мезоны (как состояния 15о так и 35х), такие как 7Г и р, а также некоторые Р-волновые мезоны 3Рг (/2(1270), 7^(1430) и /2(1525)) и 3Р0 (/о(980) и а0(980)). Очень мало известно о рождении мезонов, принадлежащих другим Р-волновым мульти-плетам, гР\ и 1Р\. В данной главе впервые представлен анализ инклюзивного рождения двух Зрс = 1++ мезонов в распадах Z бозона, /1(1285) и Л(1420) (то есть 3Рг).

Кроме исследования рождения известных адронных состояний,

накопленная статистика адронных распадов позволяет производить поиск новых экзотических адронных состояний. Одним из направлений таких поисков был поиск пентакврков. Название пентакварк дано для обозначения связанных состояний четырёх кварков и одного антикварка, наример ииййв. Кварковая модель не исключает таких состояний. Несколько моделей предсказывают мультиплетную структуру и характеристики пентакварков, например киральная со-литонная модель, некоррелированные и коррелированные кварковые модели, термальная модель, решёточная КХД и другие. В настоящее время теоретические описания пентакварков очень разнообразны и не дают однозначной картины их характеристик. Более того, различные вычисления на решётках дают различные предсказания йак по вопросу о существовании пентакварков, так и для их масс и спин-чётностей в случае возможности их существования. Приводится перечисление экспериментов, в которых объявлялось о возможном наблюдении сигналов от пентакварков, начиная с 60-х годов XX века;

: После описания критериев отбора адронных распадов Z бозона в разделе 4.2 в разделе 4.3 исследовался инклюзивный массовый спектр системы КдК±7г^. Распределение спектра инвариантных масс для системы КзК±тт^: не даёт видимых сигналов в массовом диапазоне от 1.2 до 1.6 СеУ. Также сигналы отсутствуют если наложить условие, что масса системы М(Ктт) попадает в массовый диапазон для К* (892), 0.822 < М{К-к) < 0.962 СеУ. Это условие могло бы оказаться полезным в случае, если искомые резонансные состояния распадаются через промежуточное К* (892) состояние. Это следствие большого комбинаторного фона в этом массовом диапазоне. Среднее число К$К±7г^ комбинаций на одно адронное событие примерно 11. Ключевым условием для выделения сигналов Д(1285) ц /1(1420) - отбор КзК±тг:¥ комбинаций с малой массой системы) КвК^. При этом выделяется возможная мода распада ао(980)±7гт, а также, в случае распада по каналу К*{Ш2)К + с.с., область интерференции двух К*(892) на Далиц-плоте М(К+тг~)2 — М(Кзп~)2. Комбинаторный фон этим условием существенно сокращается. Используя Монте Карло события, было определено, что обрезание

< 1.04 СеУ максимизирует отношение сигнала к фону как для /1(1285) так и для /1(1420). После наложения этого обрезания полученный спектр масс КзК^тг^ показан на рисунке 4. В распре-

Рис. 4. Распределения по инвариантной массе дла системы KsK^ir^ при условии MffisK^ < 1.04 GeV. Две кривые в верхней част рисунка представляют результат фита гистограммы суммой функций Брейта-Вигнера и гладкого фона. В нижней части рисунка показана гистограмма после вычитания фона, умноженная на 2 вместе с функциями Брейта-Вигнера, полученными из фита.

делении видны два пика с разрешением 8 и 9 MeV соответственно для пика с меньшей и большей массой. Полученные параметры сигналов наиболее близки к параметрам известных состояний /1 (1285) и /i(1420). Эффективности регистрации этих двух состояний, оценённые с помощью Монте Карло равны: (0.063 ± 0.003)% для /i(1285), (0.45±0.02)% для /i(1420). Приведённые значения включают в себя следующие множители: бренчинг распада на ККтг (0.09, 1.), долю конечных состояний с заряженным пионом (1/2, 2/3), бренчинг К0 —> 7г+7г- = 1/2 • 0.686 = 0.343, эффективность реконструкции и идентификации для отобранных состояний (0.058, 0.061), поправочный множитель для обрезания М(^5К±) < 1.04 GeV (0.70, 0.32). Приведённые ошибки - статистические погрешности Монте Карло.

В разделе 4.4 описывается парциально-волновой анализ (ПВА) системы KsK^tt^. Проводился масс-зависимый ПВА, при котором

i I.; фитировались Далиц-плоты для определения вкладов различных h jPC

во н как функции массы системы KsK^tt^1. Технические де-» . тали процедуры фитирования приведены в диссертации и ссылках, I . ' данных в диссертации. Фиты с различными гипотезами JPC сравнивались .путем сравнения полученных величин правдоподобия, а ;■ ■ также по качеству описания спектра инвариантных масс систем , , {К К к), (К-к) и {К К). В инклюзивных адронных событиях очень \г', Ьажно правильно параметризовать фон под двумя сигналами. Фон •I ■. включает в себя различные процессы, которые дают различные мно-, . жественности фоновых частиц. При изучении систем KsK±icF с ' I : .. ■ массами вне области масс сигналов было обнаружено, что в фо-I новых комбинациях есть существенный вклад от состояний а0(980) ; ('•! • и -К"* (892), не связанных с трёхчастичными резонансами. Поэтому j ... -..предполагалось, что фон, который не интерферирует с сигналами ' t ; может быть описан неинтерферирующей суперпозицией константно-

• * . : го трёхчастичного фазово-объёмного члена и и парциальных волн . ' , lG(jPC) = 0+(0-+)ао(980)тг (S-волна), 0+(1++)^*(892)^ + с.с. (S-

волна) и 0~(1+~)К*(892)К + с.с. (S-волна). Массовая зависимость : i системы (ККтт) для фона параметризовалась также, как при фите , I ' . . на рисунке 4. Сами сигналы представлялись набором квазидвухча-, I ; стичных амплитуд, которые имеют форму функций Врейта-Вигнера, i ! . . умноженных на спин-чётностные члены. Выли включены волны с ' # lG{JpC) = 0+(1++), 0+(0"+) и 0-(1+~), в которых разрешена ин-; терференция каналов а0(980)7г и К*(892)К + с.с. при заданном JPC. ( . . На. первом этапе анализа определялись различные вклады в фон. ,; При. этом предполагалось, что в сигналы вносят вклад 77(1295) и ; у- fi( 1285) в случае первого пика, а в случае второго пика - резонансы

• - /7(1440), h! (1380) и /i (1420), которые параметризовались функци-

. ями Врейта-Вигнера с массами и ширинами фиксированными на . . значениях из PDG. При этом описание распределений по массам ; . систем (i^7r) и (КК) было хорошим в областях вне сигнальных пи-| ; . ков. На следующем этапе определялись спин-чётности сигналов. При , , : этом вклады в фон различных составляющих были зафиксированы I . на значениях, полученных при фитировании на предыдущем этапе.

' Только параметр общей нормировки фона оставался свободным при

1 t : ■. ' - •• . I ;

:( j ' 12

ите. Вводились различные амплитуды JPC) для каждого сигнала о отдельности, при этом массы и ширины соответствующих (КК7г) езонансов были свободными параметрами фита. Фиты при данных словиях дали следующие результаты. Волны

/G(jPC) = 0+(1++)

о(980)7г и 0+(0_+) ао(980)7Г одинаково хорошо описывают область ассы 1.28 GeV, с одинаковыми значениями максимума правдоподо-ия. Таким образом, первый сигнал может с равной вероятностью ыть как /х(1285) так и tj(1295). Если зафиксировать массы и ши-ины состояний Д(1285) и т/(1295) на соответсвующих значениях з PDG, то область первого сигнала описывается лучше волной °(JPC) = 0+(1++) а0(980)7Г. Это следствие того факта, что половине первого пика ближе к массе ./i(1285) чем к массе 77(1295).

области массы 1.4 GéV величина логарифма максимума правдсъ одобия больше для волны IG{JPC) = 0+(1++)К*(892)К + с.с. чем ля волн IG(JPC) = 0+(0~+),О'(1+-)К*(892)К +с.с. и 0+(1++)а07Г a 4, 8 и 9 единиц соответственно, что для второго сигнала де-ает предпочтительной гипотезу /i(1420) К* К чем гипотезы (1440) и /ii (1380). Результаты для наилучшего фита с волнами G(JPC) = 0+(1++)ао(980)тг для Д(1285) и 0+(1++К*(892)К + с.с. ля Д(1420) показаны на рисунке 5 совместно с вкладами различи ого типа фонов.

В разделе 4.5 анализируются средние множественности рождения i(1285) и Д (1420) мезонов на один адронный распад Z бозона. Из )ита гистограммы, описанном в разделе 4.3 были получены следую-ще средние множественности резонансов на один адронный распад i бозона: < п >= 0.165 ± 0.051 для Л (1285) и < п >= 0.056 ± 0.012 ;ля Д(1420) с учётом того, что бренчинг /х(1285) по каналу (КК-к) авен (9.0 ±0.4)% а бренчинг для /х(1420) равен 100%.

Раздел 4.6 посвящён поиску пентакварков в адронных распадах ; бозона. После поиска сигналов в каналах pKs, рК+, Н-7Г-, pD*~, <D*+ и демонстрации наличия стандартных трехкварковых состоя--[ий в каналах рК~ (Л(1520)) и Е~тг+ (=(1530)), были установлены ¡ерхние пределы 95% уровня достоверности на парциальные ширины >аспада Z бозона в приведенные выше моды распада пентакварков, Значения этих пределов следующие:

:»I.:

I ' •

I

ч

I 1

I

I; .

• »

¡.б

М(К Кгс), СеУ/с2

• I '

г

: 'Л.-.

: г :

. Рис. 5. Распределение по инвариантной массе дла системы КзК^ж^ щи . . условии М^К*) < 1.04 веУ совместно результатами фита ПВА.

; , • В нижней части рисунка показаны вклады сигналов 1++ао(980)7г для первого пика и 1++К*(892)К для второго пика. Фон состоит .■. , • ; из- неинтерферирующей суперпозиции изотропного трёхчастично-го распределения по фазовому объёму (1), волны 0~+ао(980)тг (2) 1++К*{Ш)К (3) и 1+~К*{М2)К. Заштрихо ванные области опре-; деляют пределы изменения вкладов, обусловленные ошибками параметров. Три последних вклада в фон умножены на два.

> г

.Г': '

и ■'.;

I .

< лге+ > х£г(©+ рК°3) < 5.1 х 10~4 < Мв++ > < 1.6 х 10~3

< ^ф(18б0)~ > хВг(Ф(1860)— Е-тг-) < 2.9 х 10~4

< -^ес(зюо)о > хВг(©с(3100)° 1>*+р) < 8.8 х 1(Г4.

Пятая глава посвящена исследованиям образования адронов в фотон-фотонных взаимодействиях на ЪЕР II. Было проведено исследование инклюзивного образования (//ф)-мезона. Измеренное сечё-ние существенно превышает предсказание цветовой синглетной модели. Приведены различные характеристики рождающихся (■//■)/>)-мезонов. Также представлен анализ инклюзивных спектров заряженных частиц в фотон-фотонных взаимодействиях и проведено сравнение с теоретическими моделями. В пределах больших систематических погрешностей отклонений от предсказания моделей не обнаружено. Был поведён поиск основного состояния системы ЬЬ, 7]ь-мезона, в модах распада на 4, б и 8 заряженных треков в эксклюзивной реакции е+е- —> е+е~щ. Сигнал на статистике ЬЕР II не обнаружен, поставлены верхние пределы на произведения сечения рождения щ мезона и соответствующих бренчингов распада.

В разделе 5.1 указывается, что при энергии сталкивающихся электронов и позитронов около 200 СеУ сечение процесса б-канальной аннигиляции электрона и позитрона в адроны уменьшается в несколько сот раз по сравнению с сечением в пике Ъ бозона. В результате при этих энергиях наибольшее сечение рождения адронов в е+е- взаимодействиях дают процессы фотон-фотонного взаимодействия е+е~ —)• е+е~7*7* —>• е+е~адроны. В модели векторной доминантности (ВДМ) каждый фотон может переходить в векторный мезон с теми же квантовыми числами, что влечёт за собой процесс сильного взаимодействия, аналогичный адрон-адронным взаимодействиям. Этот процесс доминирует в так называемой мягкой области взаимодействия, где адроны рождаются с малым поперечным импульсом по направлению к оси сталкивающихся е+е~ пучков. Адроны с большим поперечным импульсом рождаются в

прямом квантово-электродинамическом процессе 7*7* дд или в КХД процессе, инициированным партонным содержанием фотона .7*. Сечения инклюзивного рождения тяжёлых кваркониев (чармо-ииер и боттомониев) можно посчитать в модели нерелятивистской КХД (ШСЭСБ). При этом предсказания будут различными, если учитывать в процессе образования кваркония только диаграммы, в которых пара кварк-антикварк находится в цветовом синглетном состоянии. (СБ) и если добавлять в рассмотрение пары в в цветовом октетном состоянии (СО). Предсказания тС^СБ даны для различных типов сталкивающихся частиц. Инклюзивное образование «7/0-мезодов в фотон-фотонных столкновениях позволяет количественно уценить присутствие глюонной компоненты в партонной структуре фотона. Имеются теоретические расчеты для подпроцессов столкновения глюона и фотона с образованием «//■?/>-мезона, которые позволяют это сделать. В этих работах указывается, что для правильного описания экспериментальных данных необходим учет октетной структуры глюонных полей, что предсказывает сечение образования т, на порядок больше величины, полученной в цветовых синглет-ных моделях. Чтобы правильно определить сечения наблюдаемого Сигнала нужно правильно определить эффективность его регистрации. 7/^-мезоны, рождённые в результате флуктуации фотона в векторный мезон и мезоны, рождённые в результате фрагментации жёстких кварков, имеют различные спектры по поперечному импульсу и по быстроте, что ведет к различной эффективности их реконструкции.

■. • Отдельно следует выделить категорию событий е+е~ е е 7*7* е+е~Л где Я - резонанс с положительной зарядовой чётностью. На е+е" коллайдерах в фотон-фотонных взаимодействиях интенсивно изучалось рождение как лёгких резонансов, таких как /2(1270), так и чармониевых состояний г/с, ХсО и Хс2- Для случая боттомониев ситуация сложнее. Сечение их рождения подав-д<?но.: по сравнению с сечением рождения чармониев как зарядом Ь-кварка так и большой массой боттомония. Особый интерес представляет рождение основного состояния системы ЪЬ - щ мезона, так как имеется несколько теоретических моделей с предсказанием для

величины разности масс AM = M(T(1S)) — М(щ).

В разделе 5.2 анализируются критерии отбора фотон-фотонных взаимодействий. Указывается, что критерии отбора событий с фотон-фотонными взаимодействиями варьируются в зависимости от задачи конкретного анализа, так как при небольших вариациях обрезаний сильно меняются эффективность отбора и примеси фоновых событий. В качестве примера приводятся критерии отбора для анализа инклюзивного рождения J/•¡/»-мезона. Аналогичные критерии используются в большинстве инклюзивных анализов фотон-фотонных взаимодействий. Наиболее важной переменной, по которой нужно делать обрезание при отборе событий, является инвариантная масса водимой в детекторе адронной системы WViS .

В разделе 5.3 исследуется инклюзивное рождение J/ip мезона. Кандидаты в J/ф мезоны отбирались по их распадам на ¡1+¡Г. Для каждой отобранной мюонной пары требовалось, чтобы кандидаты в мюоны прошли процедуру мюонной идентификации по информации с мюонных камер или адронного калориметра. Также требовалось, чтобы кандидаты в мюоны не были идентифицированы как каоны, протоны или электроны алгоритмами идентификации DELPHI. На

Рис. 6. Распределение по инвариантной массе /¿+/х~ на статистике LEP II в эксперименте DELPHI. Кривыми показан результат фит^ этого распределения суммой функции Гаусса и полинома второй степени.

рисунке 6 показано распределение по инвариантной массе иденти-

фицированных пар. На нём чётко виден сигнал от J/ф мезона

при небольшом фоне. Полученное из фита ширина пика совпадает : в пределах ошибок с разрешением по инвариантной массе пары заряженных треков в области масс около 3 GeV. Число сигнальных ■ событий равно

N(J/i>) = 36 ±7.

Для оценки эффективности регистрации использовался генератор

• PYTHIA 6.156. Процесс, в котором фотоны, испущенные с е+е~, это .ВДМ фотоны, далее в этом разделе будет называться "diffractive", а. процесс без ВДМ фотонов - "resolved". При построении дифференциальных распределений была проведена процедура вычитания фона в каждом бине анализируемой переменной путём фитирования сцектра M(fi+fi~ суммой функции Гаусса для сигнала и полинома

• второй степени для фона. На рисунке 7 показано распределение для P^J/ф). Как ожидается из предсказания генератора PYTHIA, распределение по P%(J/tp) для процессов "diffractive" имеет более резкий пик около нуля чем для "resolved" процессов. Для экспериментального Pj,(J/f) распределения был проведён фит вкладов двух категорий событий PYTHIA:

dN _ dN \ dN t

+ (!-/)• -^Resolved, (2)

где / .- свободный параметр фита. Сумма Монте Карло распределений отнормировано на число событий в данных. В результате фита значение параметра фита / = (26 ± 22)%. На рисунке 7 показаны Вклады от "diffractive" и "resolved" процессов, полученные из фита. ; • Анализ Монте Карло событий показал, что эффективности регистрации-событий различной категории сильно различаются:

^(diffractive) - (0.98 ± 0.04)%, (3)

б (resolved) = (3.87 ± 0.09)%.

' ■ Суммарная эффективность для двух разных процессов определяется из равняется е = (2.19±¿;§^)%. Если предположить, что PYTHIA

Рис. 7. P^J/ф) распределения. Точками с ошибками показано распределение для данных. Гистограммами показаны Монте Карло распределения для "diffractive" и "resolved" процессов с относительным вкладом, полученным из фита экспериментальных данных.

правильно описывает формы кинематических распределений, то сечение инклюзивного рождения J/гр мезона равно:

а = iV( J/V-) • (Br-L • б)-1 = 45 ± 9(stat.) ± 17(syst.) pb, (4)

где Вг = (5.88 ± 0.10)% - бренчинг Для распада J/ip —» ц+и L = 617 pb-1 - интегральная светимость данных. Систематическая ошибка включает в себя как ошибку эффективности так и ошибку бренчинга J/ф f¿+fj,~, но не учитывает возможную систематику, связанную с теоретическими моделями, заложенными в программу PYTHIA. Измеренное сечение 45 ± 19 pb существенно выше предсказаний цветовых синглетных моделей. Предсказания для цветовой синглетной модели даются в работах группы немецкого теоретика Класена. В этих же работах указывается, что включение цветовых октетных вкладов приводит в согласие данные эксперимента и теории. На рисунке 8 показано распределение дифференциального сечения инклюзивного рождения J/ip мезонов как функция Р^^/ф). Также на этом рисунке показаны теоретические предсказания для цветовой синглетной и цветовой октетной моделей. На-

-.(Злюдается очень хорошее согласие цветовой октетной модели с экспериментом.

"Рис. 8. Распределение по P%(J/ip) дифференциального сечения инклюзив: ного рождения J/ф мезонов. Закрашенными областями показаны теоретические предсказания цветовой синглетной и цветовой октетной моделей.

-В разделе 5.4 приводятся результаты измерения дифференциаль-.ного сечения инклюзивного рождения заряженных частиц. В начале раздела приводится основная мотивация этого исследования, свя-•занная с тем, что в эксперименте L3 измеренное дифференциальное сечение инклюзивного рождения заряженных адронов превышает предсказание NLO КХД при больших поперечных импульсах (5 < рт < 17 GeV). В то же время данные эксперимента OPAL '.говорят о хорошем согласии с NLO КХД в диапазоне рт < 10 -GeV. Анализ данных эксперимента DELPHI показал, что получа-,'емые дифференциальные сечения при больших поперечных импуль-.сах сильно зависят от критериев отбора событий с фотон-фотонными взаимодействиями. Полученные дифференциальные сечения da/dpr показаны на рисунке 9 для различных критериев отбора событий. •На этом рисунке также показано предсказание генератора PYTHIA. /Наблюдается очень хорошее согласие с данными для рт от 1.6 GeV

вплоть до самых больших рт, достижимых в эксперименте. Для

delphi

\ eV-i e*e"rV->h±+ X

— MC PYTHIA

Doto b)l<1.5

Д K»<20C*V/«*.lql<2.4 • W„<20 CeV/e", Irjl < и ji *»<J5 G*v/c*. «»<2.4

* W»<35 CeV/e*, )»jt< 1Л

Р,, GeV/c

Рис. 9. Дифференциальные йсг/йрт распределения для заряженных ад-ронов с ItjI < 1.5, рождённых в процессе 7*7* —* hadrons. Обрезание на минимальное значение WViS всегда было Wvi3 > 5 GeV, значения максимальных значений WViS показаны на рисунке. Линией показано предсказание генератора PYTHIA для процесса 7*7* —> hadrons.

изучения систематики, связанной с выбором конкретных критериев отбора, было проведено варьирование этих критериев. Варьировались обрезание на верхний предел Wvis, WV{S max и обрезание на полярный угол треков, 9, используемых в анализе. Меньшее значение величины Wvis max ведёт к уменьшению вклада фоновых событий, особенно прцесса е+е~ —У qq'y. Треки с малыми полярными углами не попадают в аксептанс ТРС и поэтому хуже измерены. С другой стороны, интересующий нас процесс резко бустирован вперёд (назад), поэтому жёсткое обрезание по в существенно уменьшает число отобранных заряженных частиц < N^ > в данном событии и, следовательно, вычисляемую видимую инвариантную массу события WviS. На рисунке 9 показаны распределения da/dp?, полученные с использованием треков, у которых |rj| < 1.5, для четырёх наборов обрезаний, указанных на рисунке. Для небольших значений рт, мень-

- ших ,7-8 GeV, расхождения в результатах, полученных при разных обрезаниях, относительно не велико. Эти расхождения возрастают в области больших рт, где доминирует вклад от процесса е+е~ qqj. Соответствующая систематическая ошибка вычислялась как полови;'. на от максимальной величины разброса в в результатах для четырёх •. наборов обрезаний.

: В разделе 5.5 приводится обсуждение полученных результатов • измерения da/dpx заряженных частиц. Измеренные сечения da/dpr Л для инклюзивного рождения адронов в 7*7* взаимодействиях хо-V. рошо согласуются как с предсказаниями генератора PYTHIA так ■ ,ft.C;NLO КХД вычислениями. Чтобы разобраться с расхождением .с результатом эксперимента L3, в DELPHI был проведен анализ у инклюзивного образования адронов с критериями отбора событий v максимально приближенными к критериям отбора эксперимента L3. . ■. Основные отличия критериев L3 от критериев DELPHI были в менее жёстком обрезании по Wvis (Wvis < 78 GeV вместо Wvis < 35 GeV) и более высокий порог на полное число частиц в событии (5 вместо 4). Ослабление обрезания по Wvi3 ведёт к существенному увеличению фона от событий е+е~ -» qq(7), который доминирует при больших Значениях рт- Был получен dN/dpr спектр заряженных частиц для ; критериев отбора " как в L3" совместно с предсказаниями Монте !; Карло вкладов в этот спектр от различных процессов. Наблюдалось : превышение данных над предсказанием Монте Карло PYTHIA. Рас: хождение между данными и Монте Карло вероятнее всего связано ■:' с фоновыми процессами, так как ослабление обрезания на Wv{s с 35 •: GeV до 78 GeV ведёт к увеличению треков с большими рт почти на два порядка. При этом подавляющее большинство треков с больши-. ми рт не являются продуктами процесса 77 -» hadrons. Прведённое Л сравнение подтверждает правильность выбора DELPHI обрезания Л Wvis < 35 GeV для минимизации вклада заряженных частиц от . фоновых прцессов.

. Раздел 5.6 посвящён поиску ^-мезона в 77 столкновениях. По-V иск %-мезона вёлся в реакции е+е_ е+е~7*7* e+e~Vb, с по-'гсле дующим распадом туь-мезона в конечные состояния с 4, 6 и 8 .заряженными треками с нулевым суммарным зарядом. Конкретные

величины обрезаний по суммарному поперечному импульсу были следующие: (Хрт)2 < 0.08 GeV2 для событий с 4 и б треками и (£рг)2 < 0.06 GeV2 для событий с 8 заряженными треками. Ожидаемого сигнала в области масс около 9.4 GeV не обнаружено. Были приведены соответствующие верхние пределы на двухфотонную ширину щ, умноженную на бренчинг соответствующей молы распада.

Шестая глава посвящена измерению массы т-лептона. В ней представлены результаты измерения массы т-лептона и разности масс положительного и отрицательного т-лептона. Получено значение верхнего предела разности масс т+ и т~.

В разделе 6.1 указывается, что массы кварков и лептонов являются фундаментальными параметрами Стандартной Модели. Изморенные с высокой точностью масса т-лептона, его время жизни и лептонные бренчинги распада могут быть использованы для проверки гипотезы лептонной универсальности, принятой в Стандартной модели. Величина и ошибка массы т-лептона, приведённые в PDG, являются результатом усреднения четырёх измерений: экспериментов BES, KEDR, BABAR и Belle. Эксперименты BES и KEDR измеряли массу т-лептона методом отличным от метода в Belle и BABAR - методом сканирования сечения рождения т+т_ пары вблизи порога рождения. При этом систематические погрешности измерений путём сканирования сечения и кинематическим анализом продуктов распада т-лептонов имеют различную природу, поэтому при усреднении результатов, полученных этими различными методами, ошибка усреднённого значения будет меньше ошибок индивидуальных измерений. Точности во всех четырёх измерениях были примерно 0,3 MéV. Также следует отметить, что в методе сканирования сечения рождения пары т+т~ невозможно измерить по отдельности массы Т+ и т~-лептонов и тем самым провести проверку выполнения СРТ теоремы, согласно которой эти массы должны быть равны.

В разделе 6.2 описывается метод измерения массы т-лептона, который был впервые применён в эксперименте ARGUS и который можно назвать методом псевдомассы. Суть его заключается в следующем. При адронном распаде т-лептона и нулевой массе т-нейтрино масса т-лептона Мт связана с четырёхимпульсом образовавшейся

' j : аДрОнной системы X следующей формулой:

j ! : .'■ ' ■ :

' . ■ М?=М% + 2(Ег-Ех)(Ех-Рхсовв). (5)

' I ' где Мх, Ех и Рх это, соответственно, инвариантная масса, энер-' .. .гия и модуль импульса адронной системы,Ет - энергия т-лептона, ' ! -, - угол между направлениями импульсов нейтрино и адронной I . системы. Если пренебречь излучением электронов и позитронов в ... начальном состоянии, энергия т-лептона Ет будет равна энергии Сталкивающихся электронного и позитронного пучков -Б^еат в VDÎ ■'(': .. системе центра масс. Все остальные кинематические переменные, пе-( . : речисленные выше, также рассматриваются в системе центра масс ( . сталкивающихся пучков. Если мы положим неизвестную величину I , -'G9.sв в формуле (5) равной 1, правая часть этого уравнения станет . ^ ' : меньше истинного значения Таким образом эстиматор для мас-

• ' . ÇbI т-лептона (так называемая псевдомасса) используемый в анализе

' l ! . Mmin = \/М1 + 2(^beam ~ ЕХ)(ЕХ - Рх) (6)

! (

• j .. будет меньше или равен массы r-лептона. При отсутствии излучения ( г. в,начальном и конечном состоянии и в предположении, что четырёх-( 1'| ; импульс адронной системы измеряется абсолютно точно, распреде-

, : ление по Mmin должно быть в области псевдомасс меньших массы

• I.'* -.'^т-лептопа и иметь обрыв на Мт. Излучение в начальном (ISR) и

• I • -конечном (FSR) состоянии, а также конечное разрешение детектора ' ;. по импульсу размывают резкую границу обрыва распределения по

| Mmin около мт. Для иллюстрации этого метода применительно к , *; ., ; детектору Belle были сгенерированы е+е" ->• т+т~ события, в кото-.1 . ' Лг>ых один т-лептон распадался на три заряженных пиона и нейтрино А Тремя различными заложенными массами т-лептона: номинальной 'у, ^величины из PDG 1.777 GeV, а также 1.767 GeV и 1.787 GeV. Сге-•. . , нерированные события были пропущены через программу полного . -j '-симулирования отклика детектора Belle и процедуры реконструк-' .,. 'ЦИй событий. Получившиеся в результате распределения по Mmin , '-для трёх заложенных масс т-лептона показаны на рисунке 10. Ре; зультаты фита положений обрывов этих распределений функцией

I.! 24

ï ^ • v

дают соответственно следующие значения для параметра Рг: 1777.9 ±0.2 МеУ, 1767.8 ±0.3 МеУ и 1787.8 ±0.2 МеУ. В левом углу рисунка 10 показана также зависимость полученных из фита параметров Р\ от величины заложенной массы т-лептона при Монте Карло симуляции.

Рис. 10. Монте Карло распределения по псевдомассе Мтjn для распадов т -> Ътг^и при заложенных массах т-лептона равных 1.767, 1.777 and 1.787 GeV нарисованных, соответственно, черным, красным р синим цветом. В нижнем левом углу показаны массы т-лептона, полученные из фита (описанного далее в тексте) этих распределений в зависимости от заложенных в Монте Карло значений этой массы. Изображённая прямая - результат фита этих трёх точек прямой линией.

В разделе 6.3 приведён анализ экспериментальных данных. Использовались только данные, набранные в пике резонанса T(4S') при y/s = 10.58 GeV. Полная интегральная светимость использованных в анализе данных равняется 414 fb-1. т+т~ событие отбиралось когда один т-лептон распадался по лептонному каналу Щ^т, а другой т-лептон распадался на 3 заряженных пиона и нейтрино. В соответствии с указанной топологией критерии отбора событий были следующие:

• суммарный заряд события равен нулю;

• число лептонов (мюонов или электронов) равно одному;

• число заряженных пионов равно трём;

; » число заряженных каонов и протонов равно нулю; ! • число К $-мезонов равно нулю; • ; * число 7г°-мезонов равно нулю.

■ Распределение для реальных данных по Мт{п для распада т —> Втп; показано на рисунке 11.

Рис. 11. Распределение по псевдомасе Мт*„ для распадов г —> Зя^гл Точ-: ками с ошибками показаны данные, сплошной кривой показан ре-

зультат фита функцией 7.

Фитирование этого распределения проводилось функцией

Е{х) = (Р3 + Ра х х) х аг^ап((:с - Рх)/Р2) + Ръ + Ре х х, (7)

где Рг - параметры фита. Величина эстиматора массы т-лептона параметра Р\, полученная из фита, равна Р\ = 1777.77 ±0.13 МеУ.

В разделе 6.4 описывается определение массы т-лептона. Для получения величины массы т-лептона из величины эстиматора массы т-лептона Р\ использовались Монте Карло т+т~ события, где один т-лептон распадается по лептонной моде, а второй распадается на три заряженных пиона и нейтрино. Использовались три набора

Монте Карло событий с заложенными массами т-лептона равными 1777.0 MeV, 1776.0 MeV и 1776.8 MeV для первого, второго и третьего набора соответственно. Статистика каждого набора равнялась примерно статистке данных. Разности между полученными из фита эстиматороми Pi и заложенными массами r-лептона для этих наборов следующие: Ах = (1.27 ± 0.12) MeV, Д2 = (1-29 ± 0.05) MeV и Д3 = (1.06 ± 0.04) MeV для первого, второго и третьего набора соответственно. Для конвертации эстиматора массы т-лептона Р\ в Мт определялись взвешенное среднее и дисперсия этого взвешенного среднего для Ai, Д2 и Д3. В результате получена величина коррекции эстиматора Д = (1.16±0.14) MeV. Ошибка коррекции эстиматора 0.14 MeV в основном определяется ограниченной статистикой Монте Карло, однако в неё добавлена дополнительная систематика За счёт фитирующей процедуры так как коррекции для индивидуальных наборов не полностью совпадают в пределах статистических ошибок. Вычитание этой величины из параметра положения обрыва Р\ в данных даёт Мт = 1776.61 ± 0.13(stat.) ± 0.14(МС.) MeV, где MC означает, что ошибка в основном за счёт ограниченности статистики Монте Карло.

Для изучения систематической неопределённости из-за выбора конкретной формы параметризации распределения по Мтгп использовались следующие алтернативные параметризации:

F2(x) = {P3 + PAxx)x-7=X~Pl +р5 + р6х ж, (8)

л/Р2 + {х- Piy

FaOr) = (Рз + Р4 х х) х 1 + + ^ х х (9)

для фита распределения по Mmjn. Здесь Pj - параметры фита.

Разброс 0.18 MeV полученных масс т-лептона относительно центрального значения Мт = 1776.71 MeV был взят как систематическая неопределённость из-за выбора формы параметризации.

Очень важным источником систематической неопределённости является калибровка энергии пучка так как энергия пучка напрямую входит в формулу для Mmin. Для оценки этой неопределённости мы воспользовались внутренним анализом эксперимента Belle

полностью реконструированных распадов .0-мезонов для проверки точности калибровки энергии пучков. В этом анализе энергии реконструированных .В-мезонов сравнивались с энергиями пучков, выдаваемых крллайдером КЕКВ. Из этого анализа следует, что энергия пучков известна с точностью лучше чем 1.5 MeV. Эту неопределённость можно перевести в неопределённость массы т-лептона с помощью формулы

v.- Еу — Py

< cr{Mmin) = ----a{Eb earn ), (Ю)

полученной из формулы 6.

- Около обрыва распределения по Мтгп мы можем положить Ex ~ Еъсат, МХ « Мг и Mmin w МТ, что даёт а(М) « 0.17а(ЕЬеат). Для сг{Еьеат) — 1-5 MeV мы имеем а(Мт) 0.26 MeV. Список всех Проанализированных источников систематики приведён в таблице 2

■ Таблица 2. Список систематических погрешностей

; Источник погрешности Величина

погрешности (МеУ)

Калибровка энергии пучка и трековой системы 0.26

-Параметризация распределения по псевдомассе 0.18

. Ограниченность статистики Монте Карло 0.14

• Диапазон фитирования 0.04

Разрешение детектора по импульсу 0.02

'.Зависимость от модели распада т —> Зли 0.02

' Примесь фоновых событий 0.01

. .Суммарная погрешность 0.35

Окончательный результат для массы т-лептона:

Мт = (1776.61 ± 0.13^а1;) ± 0.35^)) МеУ.

В разделе 6.5 приведено измерение разности масс т+ и т~. Фи-тируя по-отдельности распределения по псевдомассам для положительных и отрицательных т-лептонов получам следующую величину

для разности масс: Мт+ - Мт- = (0.05 ± 0.23) MeV. Большинство источников систематических неопределённостй воздействуют на результат для положительных и отрицательных т-лептонов одинаково, поэтому их вклады в разность масс сокращается. Тем не менее, частицы и античастицы взаимодействуют по-разному с материалам детектора. Например числа отобранных положительных и отрицательных триплетов пионов не равны друг другу. При этом наблюдается неплохое описание Монте Карло этой разницы. Относительная систематическая ошибка была оценена равной 0.8 х Ю-4, что приводит к систематической неопределённости разности масс т+ и т~ лептонов 0.14 MeV. Складывая квадратично статистическую и систематическую ошибки получаем Мт+ - Мт- = (0.05 ± 0.27) MeV. Этбт результат можно выразить как верхний предел на относительную разность масс:

|(Мт+ - MT-)\/Maverage < 2.8 х Ю-4 при 90% CL. (И)

Седьмая глава посвящена измерению времени жизни т-лептона. В ней представлены результаты измерения времени жизни т-лептона и разности времён жизни положительного и отрицательного т-лептона. Получено значение верхнего предела разности времён жизни т+ ит~.

В разделе 7.1 перечислен и кратко описаны предыдущие измерения времени жизни т-лептона. В качестве возможного сигнала нарушения лептонной универсалности приводится совместный результат четырёх экспериментов LEP по измерению отношения бренчинга распада W-бозона на тит к среднему бренчингу распада W-бозона на и еие: 2Br(W ri/T)/(Br(W ци^) + Br(W eve)) = 1.066 ±0.025, что отличается от единицы на 2.6 стандартных отклонения.

В разделе 7.2 даётся описание метода измерения времени жизни т-лептона. В системе СМ т+ и т~ лептоны разлетаются под углом 180 градусов с энергией Е* равной энергии электронного или позитронного пучка Еьеат если пренебречь излучением в начальном и конечном состоянии. Если предположить, что масса нейтрино равна нулю, то для адронного распада т ХиТ (X это адрон-

ная систёма) угол в* между направлением импульса системы X , и направлением импульса т-лептона определяется из соотношения ',cos{6*) — 2Ет^ X ^ шх, Условие того, что т-лептоны разлетаются

-.под углом 180 градусов в СМ может быть записано как система

■ двух линейных и одного квадратного уравнения. Два решения этой . системы уравнений это возможные направления движения положительного т-лептона. Предположим, что мы каким-либо образом разрешили эту двузначность. Перейдём после этого в лабораторную си-

• стему. Сделаем Лоренц-преобразование четырёх-импульса т-лептона .-из системы СМ в лабораторную систему. В лабораторной системе т-;лептоны движутся по прямым линиям, определяемым направления-

■ ми импульсов т-лептонов, полученных после лоренц-преобразований, . и точками распадов т+ и т_-лептонов. В качестве точек распадов ,т-лептонов возьмём точки пересечения в трёхмерном пространстве соответствующих триплетов пионов Vi и V2. Из-за конечного разре-'шения детектора прямые линии не пересекаются в точке рождения :т+т~ пары в трёхмерном пространстве. Расстояние между этими .• скрещивающимися прямыми характеризуется величиной dl - рассто-

• янием между точками на этих прямых Vol и V02, ближайших друг к ДРУГУ- В качестве точек рождения т-лептонов возьмём точки Vqi и Vo2 для положительного и отрицательного т-лептона соответственно. Расстояние, которое пролетел первый т-лептон в лабораторной 'системе равно расстоянию между точками V\ и vqi- Параметр -■от (произведение скорости света и времени жизни) для первого

т-лептона равно ¿1 делённому на релятивистский кинематический

■ фактор /З7 с которым первый т-лептон движется в лабораторной системе: cri — ¿i/(/37)i- Аналогично вычисляется поараметр ст для второго т-лептона. В данном анализе в качестве направления движе-•ния т-лептона в СМ бралось среднее значение двух решений системы ■уравнений. Далее анализируются т+т~ события, где оба т-лептона ;распадаются на 3 заряженных пиона и нейтрино.

: В разделе 7.3 описан отбор событий соответствующей топологии. Критерии отбора были следующими:

1. в событии ровно шесть заряженных треков, идентифицирован-

ные как пионы с нулевым суммарным зарядом;

2. в событии нет реконструированных мезонов, Л-гиперонов и 7г°-мезонов; число фотонов не приписанных к рападу 7г°-мезона меньше б, их суммарная энергия меньше 0.7 СеУ;

3. величина траста события вычисленная в системе СМ больше 0.9;

4. квадрат поперечного импульса системы бтг больше 0.25 СеУ2;

5. инвариантная масса т(б7г) системы 67Г должна удовлетворять условию 4 СеУ < т(б7г) <10.25 СеУ;

6. событие делится на две половины плоскостью перпендикулярной оси траста; в каждой половине должно быть 3 пиона с суммарным зарядом равным ±1;

7. псевдомасса (определение дано в предыдущей главе) каждого триплета пионов о£ меньше 1.8 СеУ;

8. каждый триплет треков должен фитироваться в общую вершину с х2 < 20;

9. дискриминант для систестемы уравнений (20) £> > -0.05 (1ля отрицательных величин Б бралось Б=0 для вычисления направления импульса т-лептонов);

10. ¿1 < 0.02 ст.

В разделе проводится сравнение с предсказаниями Монте Карло по каждой из перечисленной переменной.

В разделе 7.4 приводится анализ отобранных событий. С помощью событий Монте Карло было проверено, с одинаковой ли эффективностью отбираются т-лептоны с различными временами жизни. Дя этого после каждого из перечисленных в предыдущем разделе обрезания смотрелось распределение по времени жизни на уровне генератора. Все распределения хорошо фитировались экспо-нентой. Полученные в результате фитов параметры времени жизни показаны на рисунке 12. Наибольшее изменение в распределение по времени жизни на уровне генератора для отобранных событий вносит последнее обрезание ¿1 < 0.02 ст. Сдвиг наклона экспоненты относительно первоначального значения 87.11 мкм после всех критериев отбора составляет 0.56 ± 0.06 мкм. Для проверки того, что величина этого сдвига не зависит от разрешения детектора и

от значения заложенного времени жизни т-лептона, были получены значения таких сдвигов для Монте Карло событий с различными конфигурациями вершинного детектора ЭУВ1 и ЭУБ2 при заложенном времени жизни 87.11 мкм, а также для Монте Карло событий, сгенерированных с временами жизни 84.00 и 90.00 мкм и конфигурации 8УБ2. Соответствующие величины сдвигов равны: 0.61 ±0.14, 0:59 ±0.08, 0.47 ± 0.07 и 0.48 ± 0.08 мкм.

Рис. 12. Средние величины времён жизни т-лептонов на уровне генера-■ - тора в Монте Карло для отобранных событий после наложения

последовательно каждого обрезания, перечисленного в тексте.

■ С помощью сигнального набора Монте Карло т+т~ событий можно построить функцию разрешения, то есть разности реконструированного ст для т-лептона и истинным значением ст, с которым т-лептон был сгенерирован. Функция разрешения, полученная для Сигнальных Монте Карло т+т~ событий показана на рисунке 13. Это распределение фитировалось функцией (21)

; Н(х) = р1-11(Х,Р2,...,Р6) =

Рг{1-2.Ъх)-ехр

{х - Р2)2

2(Р3 + Р4\х - Р2|1/2 + р5\х - р21 + Р6\х - р2¡3/2)2

(12)

Величина х2 и число степеней свободы для фита равны соответственно 771 и 794. Было проверено, что для других конфигураций

1 '

I

4.1 4673 4JU 4JJ2J t 1.Ш SOS »07} «I

Рис. 13. Распределение по разности между реконструированным и истинным значениями с г для т-лептонов (полученное для Монте Карло событий, сгенерированных программой ККМС) для суммарного периода работы детектора в конфигурациях SVD1 и SVD2. Проведённая кривая - результат фита уравнением 12. Распределение по относительной разности данных и фита [(data-fit)/error] показано в нижней части рисунка.

вершинного детектора с другими функциями разрешения данная параметризация также хорошо описывает получающиеся фуйкции разрешения.

Распределения по ст для сигнальных Монте Карло т+т~ событий можно фитировать свёрткой экспоненты с функцией разрешения R(x). Так как функции разрешения в данных и Монте Карло могут отличаться друг от друга, параметры, отвечающие за форму функ^ ции разрешения, при фитировании оставались свободными. Исходя из сказанного выше, сигнальные Монте Карло ст распределения фитировались следующей формулой:

Y(x) = Pi J е"'/*» Д((я - t), Р3,..., P7)dt (13)

с семью свободными параметрами Р1-Р7. Параметр Р2 соответствует времени жизни т-лептона.

В данных кроме т+т~ событий в выборке присутствует несколь-1 ко процентов фоновых событий. Основной источник фона - это ud3

события. Для этих событий все шесть пионов движутся из одной первичной вершины, что совпадает с ситуацией, когда т-лептоны в т+т~ событиях имели бы нулевое время жизни. Вследствие этого ожидается, что реконструированное ст распределение для таких событий описывается функцией разрешения Я(х). Такое же поведение ожидается для 77 событий. Анализ Монте Карло событий подтверждает данное предположение. Другие источники фона вносят вклад в экспериментальную выборку на уровне одной тысячной. Их вклад фиксировался на основе предсказаний Монте Карло. •, - Распределения по ст для реальных данных фитировались суммой функции для вклада сигнала У (х) (13) и вкладов фоновых событий, которые фиксировались на уровнях предсказанных Монте Карло. Таким образом общий вид функции для фитирования ст распределений как для Монте Карло так и для данных имеет следующий вид:

'р(х) = Р1 У е-^Р2Щ{х - I), Р3, Р7)сИ+Аис1з11(х, Р3, Р7)+ВкдсЬ(х)

(14)

с семью свободными параметрами Р1-Р7.

Параметр Аи^3 фиксировался на нуле для сигнальных Монте Карло т+т~ событий. В данных он фиксировался на значении 1309, которое предсказывается Монте Карло для вкладов ийэ и 77 событий. Функция Вкдсъ(х) фиксировалась на уровне, предсказанном Монте Карло для суммарного вклада событий чарма и бьюти для данных и на нуле для сигнальных т+т~ Монте Карло событий. Вариация уровней вкладов фоновых событий при фитировании данных учитывалась при оценке систематической погрешности.

Экспериментальное ст распределение совместно с результатом фита формулой 14 и оценёнными вкладами от различных источников фона показано на рисунке 14.

• . Для наборов Монте Карло событий с заложенными значениями ст равными 84, 87.11 и 90 мкм построена зависимость полученного из фита параметра Р2 с использованием формулы 14 от величины заложенного в Монте Карло времени жизни, с которым события генерировались. Эта зависимость показана на рисунке 15 совмест-

ч . > •

Рис. 14. Рекоструированное распределение по ст для реальных данных (чёрные точки с ошибками). Чёрная линия - результат фита формулой 14. Красная гистограмма - предсказание Монте Карло для суммы uds и 77 вкладов. Розовая линия - вклад от uds + 77, полученный из фита. Синяя гистограмма - предсказание Монте Карло для суммарного вклада чарма и бьюти. Синяя линния -аппроксимация вклада от чарма и бьюти, использовавшаяся при фитированнии. Распределение по относительной разности данных и фита [(data-fit) /error] показано в нижней части рисунка.

но с результатом фитирования этой зависимости прямой линией. Величина х2 этого фита равна 0.2. С помощью этой зависимости полученный в данных параметр Рг переводился в измеренное время

окизни.

11. '

t ' ■ : Ц

; г

geoertied ст-87 цш

Рис. 15; Зависимость параметра времени жизни Р2, полученного из фита формулой 14 (Р2-87) мкм от истинного заложенного в генератор .. : времени ст — 87 мкм.

I '

■t I." » ■ ■

; ':( : Г

■а

i :

. Перевод параметра фита данных Р2 в измеренное время жизни с • использованием линейной зависимости, полученным по трём точкам ''•Монте Карло даёт:

' ст = (86.993 ± 0.163(sîoî.))mkm. (15)

; ; В разделе 7.5 приводится анализ систематических погрешностей. . . Выли проанализированы следующие источники систематических погрешностей: калибровка положения вершинного детектора, асимметрия функции разрешения R(...) Eq. (12), выбор диапазона фитиро-; вания реконструированного ст распределения, калибровка энергии Пучков, точность описания излучения в начальном и конечном со; стоянии в Монте Карло, точность оценки вкладов фоновых событий, стабильность результата по отношению к вариации обрезания по dl ■ (обрезание 10), точность знания массы т-лептона. Также была проветрена стабильность полученного результата для различных периодов .работы детектора Belle и для различных конфигураций трековой . системы детектора.

Исследование влияния неправильной калибровки положения вершинного детектора на результат измерения времени жизни т-лептона было проведено с помощью Монте Карло событий, в которых пластинки с кремниевыми стрипами сдвигались и поворачивались относительно своего номинального положения. Также рассматривались сдвиги вершинного детектора как целого относительно дрейфовой камеры Belle. Из вариации при этом параметра Р2 оцененная систематическая погрешность оказалась равной 0.09 мкм.

Особый интерес вызывал вопрос о стабильности результата по отношению к вариации критериев отбора событий, особенно обрезания по dl. На рисунке 16а показана зависимость параметра фита Р2 от величины обрезания по dl для данных и Монте Карло. Рисунок 16Ь показывает измеренное значение времени жизни т-лептона как функцию величины обрезания dl после коррекции с помощью Монте Карло параметра Р2. Наблюдается очень хорошее воспроизведение Монте Карло поведения параметра Р2 в данных и, следовательно, стабильность окончательного результата после поправки.

value of dl cul (cm)

value ofdlnit(cm)

Рис. 16. Стабильность при изменении обрезания по величине dl а) Завмси-момть параметра фита Рг = ст от величины обрезания по dl доя данных (закрашенные чёрные кружки) и Монте Карло (красные квадраты); ошибки точек примерно такого же размера как и сами эти точки. Ь) Измеренное значение времени жизни т-лептона как функция величины обрезания по «й; величины ошибок - статистические ошибки в данных.

; Суммарный список систематических погрешностей приведён в таблице 3

Таблица 3. Суммарный список систематических погрешностей

источник Д<ст> (мкм)

Калибровка положения ЭУБ 0.090

Фиксация параметра асимметрии 0.030

Диапазон фитирования 0.020

Описание КЯ и РЗИ 0.018

Калибровка энергии пучков 0.016

Вклады фоновых событий 0.010

Точность значения массы т-лептона 0.009

Суммарная погрешность 0.101

•. Таким образом окончательный результат измерения времени жизни т-лептона таков:

: <ст> = (86.99 ± 0.16^аЬ.) ± 0.Щsyst.)) мкм,

<т> = (290.17 ± 0.53(з£а£.) ± О.ЗЗ^увЬ.)) • Ю-15 сек.

Раздел 7.6 посвящён измерению разности времён жизни т+ и т~ лептонов путём фитирования по-отдельности ст-распределений для положительных и отрицательных т-лептонов. Разность параметров Рг для положительных и отрицательных т-лептонов полученных из фита равняется 0.07±0.33 мкм. Большинство источников систематических неопределённостей воздействуют на результат для положительных и отрицательных т-лептонов одинаковым образом, поэтому их. влияние на разность времён жизни сокращается. Систематическая погрешность разности времён жизни как минимум на порядок меньше чем статистическая ошибка, поэтому при вычислении верхнего предела по методике систематическая ошибка не учитывалась. В результате получено следующее значение верхнего предела:

I тт+ - тт- | /Таьегаде < 7.0 x Ю-3 аЬ 90% СЬ. (16)

В разделе 7.7 приводится обсуждение полученных результатов и сравнение их с результатами предыдущих измерений. Что касается проверки гипотезы лептонной универсальности, то если взять для времени жизни т-лептона новый результат Belle, то величина квадрата отношения констант связи с W-бозоном т-лептона и мюона будет равна г = (дт/9ц)2 = 1-0041 ± 0.0035, что больше единицы на 1.17<т.

В заключении перечислены основные результаты диссертационной работы.

Список литературы

[1] P.Abdallah,...,M.Chapkin et al. (DELPHI Collaboration), "Study of Inclusive J/ф production in Two-Photon Collisisons at LEP II with the DELPHI detector", Phys.Lett.B 565 (2003) 76-86.

[2] P.Abdallah,...,M.Chapkin et al. (DELPHI Collaboration), "Measurement of Inclusive /i(1285) and /i(1420) Production in Z Decays with the DELPHI detector", Phys.Lett.B569 (2003) 129139.

[3] P Abdallah,...,M.Chapkin et al. (DELPHI Collaboration), "Search for щ in two-photon collisions at LEP II with the DELPHI detector", Phys.Lett.B634 (2006) 340-346.

[4] P.Abdallah,...,M.Chapkin et al. (DELPHI Collaboration), "Search for Pentaquaxks in the Hadronic Decays of the Z boson with the DELPHI detector at LEP", Phys.Lett.B653(2007) 151-160.

[5] J.Abdallah,...,M.Chapkin et al. (DELPHI Collaboration), "Inclusive single-particle production in two-photon collisions at LEP II with the DELPHI detector", Phys.Lett.B678(2009) 444-449.

[6] K.Belous, M.Shapkin, A.Sokolov et al. (Belle Collaboration), "Measurement of the т lepton mass and an upper limit on the mass difference between т+ and т~", Phys.Rev.Lett.99(2007) 011801, hep-ex/0608046.

• [7] K. Belous, M. Shapkin et al.(The Belle collaboration),

. "Measurement of cross sections of exclusive e+e- —» VP processes at v^ = 10-58 GeV", Phys.Lett.B 681(2009), 400, / arXiv:0906.4214[hep-ex].

^ [8] K.Belous, M.Shapkin, A.Sokolov et al (Belle Collaboration), : "Measurement of the r-lepton lifetime at Belle", Phys. Rev. Lett. 112, 031801 (2014), arXiv: 1310.8503 [hep-ex].

[9] M.Chapkine "Measurement of inclusive /i(1285) and /i(1420) production in Z decays with the DELPHI detector", JHEP ■ (hep2001) 185.

[10] M.Chapkine "r/c and % in two-photon collisions", Eur. Phys. J. C 33, (2004) 563-565.

-[11] M.Shapkin "Measurement of the r-lepton mass and an upper limit on the mass difference between r+ and r-n, Nucl. Phys. B 162, 2006,. 187-191.

.[12] M.Shapkin "Measurement of mass of the r-lepton", Nucl. Phys. B - 169, 2007, 140-144.

[13] M.Chapkin, V.Obraztsov, A.Sokolov "Inclusive D-meson and Ac production in two photon collisions at LEP", Proceedings of the

• . International Conference on the Structure and Interactions of the ; ; Photon (Photon 2000), 26-31 August 2000, Ambleside, England

(AIP Conference Proceedings 571).

[14] M.Chapkine "Inclusive J/ijj production in two-photon collisions , at LEP II with the DELPHI detector", Proceedings of the 9th

International Conference on Hadron Spectroscopy (Hadron 01), Protvino, Russia, 2001 (AIP Conference Proceedings 619), 803.

115] M.Chapkine "Measurement of inclusive /i(1285) and /i(1420) production in Z decays with the DELPHI detector", Proceedings of the 7th International Workshop on Production, Properties and Interaction of Mesons (Meson 02), Crakow, Poland, 2002 (World Scientific, Singapore, 2003), 220.

[16] M.Chapkine "Inclusive J/ip production in two-photon collisions at LEP II with the DELPHI detector", Proceedings of the 7th International Workshop on Production, Properties and Interaction of Mesons (Meson 02), Crakow, Poland, 2002 (World Scientific, Singapore, 2003), 191.

[17] M.Chapkine "Quarkonium production in two-photon collisions at ' LEP2 energies", Proceedings of the XI International Workshop

on Deep Inelastic Scattering (DIS03), 23-27 April 2003, Saint-Petersburg, Russia (Proceedings PNPI, Gatchina 2004).

[18] V.Obraztsov, M.Shapkin, A.Sokolov "LEP fragmentation studies using jets and inclusive charged hadron production in 77 collisions", Proceedings of the XXXII International Conference on High Energy Physics, ICHEP 2004, 16-22 August 2004, Beijing, China (World Scientific, Singapore, 2004), Vol.1, 612.

[19] M.Shapkin "Tau lifetime and CP violation in tau decay at Belle", Proceedings of the 35th International Conference of High Energy Physics (ICHEP 2010), July 22-28, Paris, Prance, p.264.

. 1 : '. Приложение

. » i -I ■

jr; ' ; : Список авторов сотрудничества DELPHI

•f '' J,:Abdällah, P.Abreu, W.Adam, F.Adami, T.Adye, P.Adzic, E.Agasi, I.Ajinenko, T.Akesson, T.Albrecht, Z.Albrecht, T.Aldeweireld, R.Aleksan, < ! Q.D-Alekseev, R.Alemany, R.Alemanyfernandez, A.Algeri, P.Allen, . , - iTf T.Allmendinger, P.P.Allport, P.Allport, S.Almehed, F.M.L.Almeida, j F.M;L.Almeidajunior, S.J.Alvsvaag, U.Amaldi, N.Amapane, S.Amato, .! E.Anashkin, E.G.Anassontzis, P.Andersson, A.Andreazza, M.L.Andrieux, •' J . S^Aiidringa, N.Anjos, P.Antilogus, V.Anykeyev, Wd.Apel, R.J.Apsimon, ( ; Y.Anioud, S.Ask, B.Asman, P.Astier, J.E.Augustin, Je.Augustin, ,V. A. Augustinus, P.Baillon, A.Ballestrero, P.Bambade, F.Barao, R.Barate, ' | M.Barbi; G.Barbiellini, R.Barbier, D.Y.Bardin, D.Bardin, G.Barker,

• ' . G.J.Barker, .A.Baroncelli, O.Barring, J.A.Barrio, W.Bartl, M.Bates, 1 j..j MJiBates, Ml.Battaglia, B.Batyunya, M.Baubillier, J.Baudot, Kh.Becks,

i ' C.J.Beeston, M.Begalli, A.Behrmann, P.Beilliere, T.Bellunato, Yu.Belokopyt

K.Belous, P.Beltran, D.Benedic, N.C.Benekos, N.Benekos, E.Benhaim, , j ;• JvM;Benllocli, A.C.Benvenuti, A.Benvenuti, C.Berat, L.Berntzon, D.Bertini, , •. D.Bertrand, M.Besancon, N.Besson, F.Bianchi, J.Bibby, P.Biffi, M.Bigi, • M.SiBilenky,. P.Billoir, Ma.Bizouard, J.Bjarne, D.Bloch, J.Blocki, "ii.M.Blom, M.Blom, M.Bluj, M.Blume, S.Blyth, V.Bocci, P.N.Bogolubov, .r", J.Bol, L.Bol, T.Bolognese, M.Bonapart, M.Bonesini, W.Bonivento, M Boonekamp, P.S.L.Booth, M.Boratav, P.Borgeaud, A.W.Borgland, G;.Bbrisov, H.Borner, C.Bosio, B.Bostjancic, S.Bosworth, O.Botner, ' >■' E.Böudinov, B.Bouquet, C.Bourdarios, I.Boyko, I.Bozovic, M.Bozzo, I г M.Bracko, S.Braibant, P.Branchini, K.D.Brand, T.Brenke, R.A.Brenner, . R.Brenner, H.Briand, C.Bricman, L.Brillault, E.Brodet, J.Brodzicka, { '•■! ii.C-A.Brown, R.Brown, P.Bruckman, N.Brummer, Jm.Brunet, J.M.Brunet, ' A-Budziak, L.Bugge, T.Buran, T.Burgsmueller, H.Burmeister, B.Buschbeck, ' j . P.Biuschmann, A.Buys, J.A.M.A.Buytaert, S.Cabrera, M.Caccia, M.Calvi, ( ; VÄ.-J.Cainacliorozas, A.Campion, R.Campion, T.Camporesi, V.Canale, Л1 .Сапера, K.Cankocak, F.Cao, F.Carena, C.Carimalo, P.Carrilho, : ;L.Carroll, R.Cases, C.Caso, V.Cassio, E.Castelli, M.V.Castillogimenez,

• 1 . N.Castro,; A.Cattai, F.Cavallo, F.R.Cavallo, L.Cerrito, Ch.Cerruti,

' j^i V^.Cjiabaud, N.Chalanda, A.Chan, M.Chapkin, RChapkin, Ph.Charpentier,

.Chaussard, J.Chauveau, P.Checchia, G.A.Chelkov, M.Chen, L.Chevalier, .Chierici, M.Chizhov, P.Chliapnikov, P.Chochula, V.Chorowicz, J.T.M.Chrin, .T.Chrin, J.Chudoba, S.U.Chung, K.Cieslik, V.Cindro, R.Cirio, .Ciuchini, M.P.Clara, P.Collins, M.Colomer, J.L.Contreras, R.Contri, .Cortina, G.Cosme, G.Cosmo, F.Cossutti, C.Cossutti, M.J.Cpsta, .Costa, F.Couchot, Jh.Cowell, H.B.Crawley, B.Crawley, D.Crennell, .Crepe, J.Croix, G.Crosetti, M.Crozon, J.Cuevas, J.Cuevasmaestro, .Czellar, S.Dagoret, E.Dahljensen, J.Dahm, B.Dalmagne, J.Dalmau, .Dam, G.Damgaard, G.Darbo, T.Dasilva, W.Dasilva, E.Daubie, .Daum, P.D.Dauncey, M.Davenport, P.David, J.Davies, A.Deangelis, .Debeer, H.Deboeck, W.Deboer, S.Debrabandere, C.Declercq, C.Defoix, .Deghorain, N.Degroot, C.Delavaissiere, P.Delgiudice, G.Dellaricca, .A.Dellariccia, S.Delorme, B.Delotto, P.Delpierre, N.Demaria, A.Demin, .Depaula, J.Derkaoui, C.Desaintjean, J.Dhondt, L.Diciaccio, A.Didiodato, .Dijkstra, A.Disimone, F.Djama, A.Djannati, J.Dolbeau, O.E)oll, .Donszelmann, K.Doroba, M.Dracos, J.Drees, K.A.Drees, M.Dris, .Dufour, W.Dulinski, A.Duperrin, F.Dupont, Jd.Durand, R.Dzhelyadin, .Edsall, Lo.Eek, P.A.M.Eerola, R.Ehret, G.Eigen, T.Ekelof, G.Ekspong, .Ellert, A.Elliotpeisert, M.Elsing, Jp.Engel, N.Ershaidat, B.Erzen, .C.Espiritosanto, M.Espiritosanto, V.Falaleev, E.Falk, G.Fanourakis, .Fassouliotis, J.Fayot, T.A.Fearnley, M.Feindt, A.Fenyuk, J.Fernandez, .Fernandezalonso, P.Ferrari, A.Ferrer, F.Ferro, S.Fichet, T.A.Filippas, .Firestone, P.A.Fischer, U.Flagmeyer, H.Foeth, E.Fokitis, P.Folegati, Fontaneiii, K.A.J.Forbes, F.Formenti, H.Forsbach, Jl.Fousset, S.Francon, .Franek, P.Frenkiel, D.C.Fries, A.G.Frodesen, R.Fruhwirth, F.Fuldaquenzer, .Furnival, H.Furstenau, J.Fuster, G.Galeazzi, A.Galloni, D.Gapiba, Gamblin, M.Gandelman, C.Garcia, J.Garcia, M.Gaspar, C.Gaspar, .Gasparini, Ph.Gavillet, E.N.Gazis, E.Gazis, D.Gele, T.Geralis, >.Gerber, L.Gerdyukov, N.Ghodbane, P.Giacomelli, M.Gibbs, I.Gil, .Gillespie, F.Glege, Kw.Glitza, R.Gokieli, B.Golob, V.M.Golovatyuk, .Gomezceballos, P.Goncalves I.Gonzalezcaballero, A.Goobar, G.Gopal, Gorn, M.Gorski, Yu.Gouz, V.Gracco, J.Grahl, A.Grant, F.Grard, .Graziani, C.Green, A.Grefrath, Hj.Grimm, P.Gris, G.Grosdidier, .Gross, B.Grossetete, P.Grossewiesmann, K.Grzelak, S.Gumenyuk, Gunnarsson, M.Gunther, M.Guntheraxelsson, J.Guy, C.Haag, U.Haedinger,

: »■"■-- -

f ,; F;Hahn, M.Hahn, S.Hahn, S.Haider, Z.Hajduk, A.Hakansson, A.Hallgren, ._.M'Halpaap, K.Hamacher, G.Hameldemonchenault, K.Hamilton, J.Hansen, j '.; ;':W.Hao, F.J.Harris, S.Haug, F.Hauler, B.W.Heck, V.Hedberg, S.Heising, T.Henkes, M.Hennecke, R.Henriques, I.Herbst, J.J.Hernandez, J.A.Hernand ;■ P.Herquet, H.Herr, H.Herrdagger, O.Hertz, T.L.Hessing, J.Heuser, ! •,iJ-¥-H®user' I-Hietanen, C.O.Higgins, E.Higon, H.J.Hilke, T.S.Hill, ' ^SfD.Hodgson, J. Hoffman, T.Hofmokl, R.Holmes, So.Holmgren, P.J.Holt, .D-Solthuizen, P.F.Honore, J.E.Hooper, S.Hoorelbeke, M.A.Houlden, . > MiHôuIden, J.Hrubec, M.Huber, K.Huet, C.Huet, G.J.Hughes, P.O.Hulth, •.K-Hultqvist, D.Husson, P.Ioannou, D.Isenhower, Ps.Iversen, J.N.Jackson, j • R.Jacobsson, P.Jalocha, R.Janik, G.Jarlskog, Ch.Jarlskog, P.Jarry, , i - . B.Jeanrnarie, D.Jeans, P.Johansson, D.Johnson, M.Jonker, L.Jonsson, j -PvJonsson, .C.Joram, P.Juillot, M.Kaiser, G.Kalkanis, J.Kalkkinen, ' .i G,Kalmus, F.Kapusta, K.Karafasoulis, M.Karlsson, E.Karvelas, A.Katargin . ' iSvKatsanevas, E.C.Katsoufis, R.Keranen, G.Kernel, B.P.Kersevan, . ' ; U.Kerzel, J.Kesteman, Yu.Khohklov, B.A.Khomenko, N.N.Khovanski, " ¡V '•••••'¡AâKuskinen, B.T.King, B.King, A.Kinvig, N.J.Kjaer, O.Klapp, H.Klein, , ' -.i . W.Klempt, A.Klovning, P.Kluit, D.Knoblauch, A.Kochmehrin, J.H.Koehne

• t ' •B.Koene, P.Kokkinias, A.Konopliannikov, M.Kopf, M.Koratzinos, K.Korcyl < !?»'■•■ !^Y-K6rytov, V.Kostioukhine, M.Kostrikov, C.Kourkoumelis, O.Kouznetso , ' '! j P:jH.Kramer, M.Krammer, C.Kreuter, T.Kreuzberger, E.Kriznic, J.Kroliko\

. . P/Krstic, U.Kruenermarquis, Z.Krumstein, W.Krupinski, P.Kubinec, J ; W.Kucewicz, M.Kucharczyk, K.Kulka, J.Kurowska, K.Kurvinen, T.Kuss, ,' Ç.Laçasta, B.Laforge, I.Laktineh, S.Lamblot, C.Lambropoulos, J.Lamsa, ' ;; J.W.Lamsa, L.Lanceri, D.W.Lane, P.Langefeld, V.Lapin, I.Last, Jp.Laugier

V^&Lauhakangas, G.Leder, F.Ledroit, V.Lefebure, C.K.Legan,-L.Leinonen, ' :A;Eeisos,; R.Leitner, YXemoigne, J.Lemonne, G.Lenzen, V.Lepeltier, '! :: ; .TïLesiàk, A.Letessierselvon, M.Lethuillier, J.M.Levy, J.Libby, E.Lieb, , .' W.Licbig, D.Liko, A.Lilja, E.Lillethun, J.Lindgren, R.Lindner, A.Lipniacka, ■j-Lippi. R-Llosa, B.Loerstad, M.Lokajicek, J.G.Loken, J.H.Lopes, i; J.M.Lopez, M. A. Lopezaguera, A.Lopezfernandez, M.Los, D.Loukas, , j': . A.Lounis, J.J.Lozano, P.Lutz, L.Lyons, J.Macnaughton, G.Maehlum, j , N=Magnussen, J.R.Mahon, J.Maillard, A.Maio, A.Malek, T.G.M.Malmgren, ' ; AiMaltezos, S.Maltezos, F.Mandl, C.Maocun, J.Marco, R.Marco,

• ' .B.Marechal, M.Margoni, Jc.Marin, C.Mariotti, A.Markou, T.Maron,

I

I '

. ' I 44

S.Marti, S.Martiigarcia, C.Martinezrivero, F.Martinezvidal, K.Marvik, J.Masik, N.Mastroyiannopoulos, L.Mathis, F.Matorras, C.Matteuzzi, G.Matthiae, F.Mazzucato, M.Mccubbin, R.Mckay, R.Mcnulty G.Mcpherson J.Medbo, E.Menichetti, G.Meola, M.Merk, E.Merle, C.Meroni, S.Meyer, A.Miagkov, M.Michelotto, E.Migliore, I.Mikulec, L.Mirabito, W.Mitaroff, G.V.Mitselmakher, U.Mjoernmark, T.Moa, M.Moch, R.Moeller K.Moenig, R.Monge, J.Montenegro, D.Moraes, X.Moreau, S.Moreno, P.Morettini, G.Morton, U.Mueller, K.Muenich, M.Mulders, C.Muletmarquis, L.Mundim, R.Muresan, W.Murray, B.Muryn, G.Myatt, T.Myklebust, F.Naraghi, M.Nassiakou, U.Naukorzen, F.Navarria, S.Navas, K.Nawrocki, P.Negri, S.Nemecek, N.Neufeld, W.Neumann, N.Neumeister, R.Nicolaidou, B.S.Nielsen, M.Nieuwenhuizen, P.Niezurawski, B.Nijjhar, V.Nikolaenko, M.Nikolenko, P.Niss, A.Nomerotski, V.Nomokonov, A.Normand, N.Novak, M.Novak, A.Nygren, V.Obraztsov, K.Oesterberg, A.Olshevski, A.Onofre, R.Orava, G.Orazi, S.Ortuno, A.Ostankov, K.Osterberg, A.Ouraou, A.Oyanguren, P.Paganini, M.Paganoni, P.Pages, S.Paiano, R.Pain, R.Paiva, J.Palacios, f.P.Palacios, H.Palka, T.Papadopoulou, L.Pape, C.Parkes, F.Parodi, J.Parzefall, A.Passeri, O.Passon, T.Pavel, M.Pegoraro, J.Pennanen, j.Peralta, V.Perepelitsa, V.Perevozchikov, H.Pernegger, M.Pernicka, LPerrotta, C.Petridou, A.Petrolini, M.Petrovyck, T.E.Pettersen, H.T.Phillips, S.Piana, J.Piedra, L.Pieri, F.Pierre, M.Pimenta, M.Pindo, O.Pingot, D.Piotto, S.Plaszczynski, T.Podobnik, O.Podobrin, V.Poireau, M.E.Pol, S.Polok, E.Polycarpo, P.Poropat, P.Poropatdagger, V.Pozdniakov, vi.Prest, P.Privitera, N.Pukhaeva, A.Pullia, D.Radojicic, S.Ragazzi, i.Rahmani, H.Rahmanis, D.Rakoczy, J.Rames, L.Ramler, P.N.Ratoff, V.Read, A.L.Read, M.Reale, P.Rebecchi, P.Rebecci, N.G.Redaelli, vi.Regler, J.Rehn, D.Reid, P.Reinertsen, R.Reinhardt, P.Renton, j.K.Resvanis, F.Richard, J.Richardson, J.Ridky, G.Rinaudo, I.Ripp, .Rippbaudot, M.Rivero, I.Roditi, G.Rodrigo, D.Rodriguez, O.Rphne, V.Romero, I.Roncagliolo, P.Ronchese, C.Ronnqvist, L.Roos, E.Rosenberg, 3.Rosinsky, U.Rossi, S.Rossi, E.Rosso, P.Roudeau, T.Rovelli, Ch.Royon, iV.Ruckstuhl, V.Ruhlmann, V.Ruhlmannkleider, A.Ruiz, D.Ryabtchikov, i.Rybicki, A.Rybin, H.Saarikko, Y.Sacquin, A.Sadovsky, O.Sahr, j.Sajot, L.Salmi, J.Salt, D.Sampsonidis, J.Sanchez, C.Sander, M.Sannino, V.Savoynavarro M.Schaeifer, S.Schael, T.Scheidle, M.Schimmelpfennig,

H.Schneider, B.Schulze, C.Schwanda, Ph.Schwemling, B.Schwering, U.Schwickerath, M.A.E.Schyns, G.Sciolla, F.Scuri, P.Seager, Y.Sedykh, FiSeemann, A.M.Segar, A.Segar, A.Segardagger, N.Seibert, A.Seitz, R.Sekulin, L.Serbelloni, M.Sessa, K.Seth, G.Sette, R.Seufert, R.C.Shellard, A.Sheridan, I.Siccama, M.Siebel, P.Siegrist, R.Silvestre, L.Simard, S.Simonetti, F.Simonetto, A.Sisakian, B.Sitar, T.B.Skaali, N.Skatchkov, G.Skjevling, G.Smadja, N.Smirnov, O.Smirnova, G.R.Smith, A.Sokolov,

0.5010vianov, A.Sopczak, R.Sosnowski, D.Souzasantos, T.Spassov,

E.Spiriti, P.Sponholz, S.Squarcia, H.Staeck, D.Stampfer, C.Stanescu, S;Stanic, M.Stanitzki, S.Stapnes, I.Stavitski, G.Stavropoulos, K.Stepaniak, K.Stevenson, F.Stichelbaut, A.Stocchi, J.Strandberg, J.Strauss, J.Straver, R.Strub, B.Stugu, M.Szczekowski, M.Szeptycka, T.Szumlak, P.Szymanski, T.Tabarelli, A.Taffard, J.P.Tavernet, S.Tavernier, E.Tcherniaev, O.Tchikil

F.Tegenfeldt, F.Terranova, G.E.Theodosiou, J.Thomas, Z.Thome, A.Tilqu J.Timmermans, V.G.Timofeev, N.Tinti, L.Tkatchev, M.Tobin, T.Todorov, S.Todorovova, D.Z.Toet, O.Toker, A.Tomaradze, B.Tome, A.Tonazzo, E.Torassa, L.Tortora, P.Tortosa, M.T.Trainor, G.Transtromer, P.Travnice D.Treille, U.Trevisan, G.Tristram, M.Trochimczuk, A.Trombini, C.Tronco A.Tsirou, M.Turala, R.Turchetta, M.Turluer, Ml.Turluer, T.Tuuva,

I.A.Tyapkin, P.Tyapkin, M.Tyndel, S.Tzamarias, O.Ullaland, V.Uvarov,

G.VaIenti,. E.Vallazza, J.A.Vallsferrer, P.Vandam, W.Vandenboeck, M.Vanderheijden, C.Vandervelde, J.Vaneldik, A.Vanlysebetten, N.Vanrem

1.Vanvulpen, J.Varela, N.Vassilopoulos, P.Vaz, G.Vegni, F.Veloso, L.Ventura, W.Venus, F.Verbeure, F.Verbeuredagger, P.Verdier, M.Verlato L.S.Vertogradov, V.Verzi, L.Vibert, D.Vilanova, P.Vincent, N.Vishnevsky, L-Vitale, E.Vlasov, S.Vlassopoulos, A.S.Vodopyanov, M.Vollmer, S.Volpoi G.Voulgaris, M.Voutilainen, V.Vrba, H.Wahlen, C.Walck, F.Waldner, A.J.Washbrook, M.Wayne, A.Wehr, M.Weierstall, P.Weilhammer, C.Weisi J.Werner, A.M.Wetherell, D.Wicke, J.H.Wickens, J.Wickens, M.Wielers, J;Wikne, G.R.Wilkinson, G.Wilkinson, W.S.C.Williams, M.Winter, M.Witek, T.Wlodek, G.Wolf, D.Wormald, G.Wormser, K.Woschnagg, N.Yamdagni, P.Yepes, J.Yi, K.Yip, L.Yu, O.Yushchenko, F.Zach,

C.Zacharatou, A.Zaitsev, A.Zalewska, P.Zalewski, M.Zanin, L.Zanini,

D.Zavrtanik, E.Zevgolatakos, G.Zhang, V.Zhigunov, V.Zhuravlov, N.I.Ziir A.Zintchenko, M.Zito, R.Zitoun, Ph.Zoller, D.Zontar, R.Zuberi, G.C.Zucc

R.Zukanovichfunchal, G.Zumerle, J.Zuniga, M.Zupan.

Список авторов сотрудничества Belle

К. Abe, I. Adachi, H. Aihara, D. Anipko, K. Arinstein, V. Aulchenko, T. Aushev, A. M. Bakich, E. Barberio, A. Bay, I. Bedny, K. Belous, U. Bitenc, I. Bizjak, S. Blyth, A. Bondar, A. Bozek, M. Brack©, Т. E. Browder, M.-C. Chang, A. Chen, K.-F. Chen, W. T. Chen, B. G. Cheon, R. Chistov, Y. Choi, Y. K. Choi, S. Cole, J. Dalseno, A. Drutskoy, S. Eidelman, D. Epifanov, S. Fratina, M. Fujikawa, N. Gabyshev, T. Gershon, G. Gokhroo, B. Golob, H. Ha, J. Haba, Y. Hasegawa, K. Hayasaka, H. Hayashii, M. Hazumi, D. Heffernan, T. Hokuue, Y. Hoshi, S. Hou, W.-S. Hou, T. Iijima, K. Ikado, A. Imoto, K. Inami, A. Ishikawa, R. Itoh, M. Iwasaki, Y. Iwasaki, H. Kaji, J. H. Kang, P. Kapusta, N. Katayama, T. Kawasaki, H. R. Khan, H. Kichimi, Y. J. Kim, P. Krizan, P. Krokovny, R. Kulasiri, R. Kumar, С. C. Kuo, A. Kuzmin, Y.-J. Kwon, J. Lee, M. J. Lee, S. E. Lee, T. Lesiak, S.-W. Lin, D. Liventsev,

G. Majumder, F. Mandl, Т. Matsumoto, A. Matyja, S. McOnie,

H. Miyake, H. Miyata, Y. Miyazaki, R. Mizuk, E. Nakano, M. Nakao, H. Nakazawa, Z. Natkaniec, S. Nishida, O. Nitoh, S. Ogawa, T. Ohshima, S. Okuno, S. L. Olsen, Y. Onuki, H. Ozaki, P. Pakhlov, G. Pakhlova, H. Park, K. S. Park, R. Pestotnik, L. E. Piilonen, A. Poluektov, Y. Sakai, N. Satoyama, O. Schneider, J. Schümann, R. Seidl, K. Senyo, M. E. Sevior, M. Shapkin, H. Shibuya, B. Shwartz, J. B. Singh, A. Sokolov, A. Somov, N. Soni, S. Stanic, M. Staric, H. Stoeck, S. Y. Suzuki, F. Takasaki, K. Tamai, M. Tanaka, G. N. Taylor, Y. Teramoto, X. C. Tian, I. Tikhomirov, K. Trabelsi, T. Tsuboyama, T. Tsukamoto, S. Uehara, T. Uglov, K. Ueno, S. Uno, P. Urquijo, Y. Usov, G. Varner, S. Villa, A. Vinokurova, С. H. Wang, Y. Watanabe, E. Won, Q. L. Xie, B. D. Yabsley, A. Yamaguchi, Y. Yamashita, M. Yamauchi, Z. P. Zhang, V. Zhilich, V. Zhulanov, A. Zupanc.

Рукопись поступила 20 октября 20Ц года.

'l f. 1 ' i

I ' . • i '

I '

4 » ; • • • •

' i • ' i

• i *

. Г .

■ И ' '•

» .

г» . * -

•I:

i ' ' '.". '■'.' i : . "... •

Y: ' .

I '

■ I :

I ' * ' ''

I ' » »

• •

I • j :

. I '

»

•I '

I • : * • Í • .

Г -

■Ii ' '

Автореферат отпечатан с оригинала-макета, подготовленного автором.

М.М. Шапкин.

Исследование обрзования адронов в е+е~ взаимодействиях в экспериментах DELPHI и Belle, прецизионное измерение массы и времени жизни т-лептона в эксперименте Belle.

Оригинал-макет подготовлен с помощью системы

Подписано к печати 27.10.2014. Формат 60 х 84/16.

Цифровая печать. Печ.л. 3,25. Уч.-изд.л. 4,8. Тираж 100. Заказ 13. Индекс 3649.

ФГБУ ГНЦ ИФВЭ НИЦ «Курчатовский институт»

142281, Московская область, город Протвино, площадь Науки, дом 1

www.ihep.ru; библиотека http://web.ihep.su/library/pubs/all-w.htm

Индекс 3649

АВТОРЕФЕРАТ 2014-10, ФГВУ ГНЦ ИФВЭ НИЦ "Курчатовский институт", 2014