Исследование распада ... при частичномвосстановлении D*+ тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ИНСТИТУТ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ

ФИЗИКИ

На правах рукописи

Исследование распада V при частичном

восстановлении

Специальность 01.04.16 - физика ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата

физико-математических наук

МОСКВА, 1996

УДК 539.1

Работа выполнена в Институте Теоретической и Экспериментальной Физики

Научный руководитель: доктор физико-математических наук,

профессор М.В. Данилов (ИТЭФ)

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук,

профессор И.М. Граменитский (ЛВЭ ОИЯИ, г.Дубна), доктор физико-математических наук М.И. Выготский (ИТЭФ).

Ведущая организация: ЛЯП ОИЯИ, г.Дубна.

Защита состоится 1996 г. в часов на заседании спе-

циализированного совета Д.034.01.01 по защите докторских диссертаций в ИТЭФ по адресу: г.Москва, 117259, Б.Черемушкинская ул., 25, конференц-зал ИТЭФ.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИТЭФ.

Автореферат разослан 1996 г.

Ученый секретарь специализированного совета, кандидат физ.-мат. наук '

Ю.В.Терехов

Общая характеристика работы

Темой диссертации является выделение распада В0 ~ > D* ' í~ v при :астичном восстановлении D*+-мезона. Физические данные, исполь-ованные в настоящем анализе, получены на детекторе ARGUS, уста-:овлениом d точке пересечения электрон-позитронных пучков накопи-ельного кольца DORIS-II в научно-исследовательском центре DESY г.Гамбург, Германия), в создании и эксплуатации которой активное частие принимали физики ИТЭФ.

Актуальность темы

Полулептонные распады В-мезонов занимают особое положение сре-[и слабых распадов тяжелых кварков, обеспечивая самое точное пз-îepemie элементов матрицы Кабиббо-Кабаяши-Маскава (KM) |V'uj¡ и Vcb\. В отличие от адронных распадов теоретические неопределенно-ти здесь существенно меньше.

Распад В0 —> D*+£~ü насыщает почти половину инклюзивной ве-юятности полулептонного распада В-мезона и имеет самую большую [арциальную ширину из всех известных в настоящее время.

Цель диссертации и ее новизна

Разработан новый мощный метод тагирования В0 и D0 -мезонов. 1роизведено самое точное измерение вероятностей распадов В0 —>■ D*+i~í> i В0 —» Xl+u, а также измерение параметра смешивания нейтральных 3-мезонов впервые без систематической зависимости от параметра

Br[T(4S) В+В-} rj^ ßr[T(45) -» т|о '

■читывающсго вклад от полулептонных распадов заряженных В-мезонов.

На защиту выносятся:

1) Оригинальный метод выделения распада В0 —* D,+é~v, позволя-эщий увеличить число событий больше чем на порядок величины.

2) Результат самого точного измерения вероятности распада Ё° —> J*+i~ V и извлечение модельно-зависимого значения элемента матрицы Собояши-Маскава \Усь\.

3) Результат самого точного измерения инклюзивной вероятности распада 5°-мезоиа.

4) Результат измерения параметра смешивания 5°-мезонов.

5) Результат измерениб абсолютных вероятностей распада £)°-мезона

Апробация работы и публикации

Основные результаты диссертации были опубликованы в работе [1]. Материалы, представленные в диссертации, докладывались автором на совещаниях сотрудничества ARGUS, семинарах научного центра DESY в г.Гамбург (Германия), международной конференции "б1'1 Interna Symposium on Heavy Flavour Physics" в г.Монреаль (Канада, 1993) и сессии ОЯФ РАН. Результаты работы были также представлены на международных конференциях в Ла Туиль (Франция, 1992), Далласе (Техас, 1992) и Мориопд (Франция, 1993).

Структура диссертации

Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения. Ее объем 73 страницы, включая 7 таблиц и 18 рисунков. Список цитируемой литературы содержит 75 наименований.

Содержание диссертации

Во введении формулируется постановка задачи и приводится план расположения материала.

В первой главе кратко изложена история открытия Ь-кварка и прелестных мезонов. Обсуждаются их свойства и место в рамках Стандартной Модели (СМ). Последняя содержит 18 свободных параметров, которые приходится извлекать из эксперимента. Это:

• три константы связи;

• шесть масс кварков;

• три массы лептонов;

• три угла смешивания кварков и одна фаза (параметры КМ);

• угол Вайнберга;

• масса Хиггсовского бозона.

Точное и надежное измерение всех параметров СМ необходимо, во-первых, для ее проверки, а во-вторых - для построения и проверки теорий, стремящихся уменьшить число свободных параметров. Изучение физики й-кварков дает доступ к пяти параметрам, в дополнение к десяти известным до открытия Ь-кварка.

Хотя распады низших состояний В-мезонов происходят за счет слабого взаимодействия, сильное взаимодействие играет в них очень важную роль, приводя к существенному изменению картины распадов. Понимание роли сильного взаимодействия необходимо для извлечения информации о фундаментальных параметрах теории. С другой стороны, относительная малость этих поправок, например, в полулептон-ных распадах, предоставляет уникальную возможность для их оценки и классификации.

Вторая глава посвящена теоретическим моделям эксклюзивных полулептонных распадов В-мезонов.

Изложены основные принципы вычисления форм-факторов и проведен анализ моделей с точки зрения надежности в извлечении \Усь\.

Потенциальные модели. В потенциальных моделях делается предположение о конкретном виде потенциала между валентными кварками в мезоне. Обычно с этими же потенциалами вычисляют массовые уровни мезонных состояний, что является косвенным обоснованием их использования. Для этого потенциала форм-факторы вычисляются в какой-нибудь одной точке по ц2. Затем делается предположение о функциональной их зависимости и экстраполяция во весь фазовый объем. Надежность таких моделей спорна и определяется тем, насколько удачно выбраны предположения. Единственным критерием удачности, к сожалению, здесь служит сравнение с экспериментом.

Модели, использующие правила сумм КХД. В этих моделях удается избежать предположений о функциональной зависимости форм-факторов и вычислить их во всем диапазоне по д2. Точность (и на-

дежность) вычислений тем не менее ограничена неопределенностями в значениях масс кварков, ав и Л^со, а также выбором обрезаний при вычислении плохо сходящихся интегралов.

Эффективная теория тяжелых кварков. В отличие от упомянутых выше моделей, при этом подходе возможно контролировать неопределенность результатов, так как последние являются абсолютно точными в пределе бесконечных масс кварков. И хотя в целом величина поправок составляет десятки процентов, можно показать, что если образовавшийся мезон покоится они малы. Использование этого метода, однако, сопряжено с большими экспериментальными сложностями, т.к. зарегистрировать покоящийся £)*-мезон почти невозможно.

В третьей главе очень кратко изложен механизм В0—В°-смешивания и методы его измерения.

Система нейтрального В-мезона, подобно К-мезону, имеет состояния с определенной СР-четностью. Собственные состояния В-мезонов являются их смесью, а физические состояния можно записать в виде

где индексы Я и Ь относятся, соответственно, к более тяжелому и более легкому состоянию. В отличие от К-мезонов, где времена жизни двух состояний резко отличаются, а разница масс мала, в системе В-мезонов, наоборот, физическим проявлением смешивания является массовое расщепление. Источником разницы в ширине (и времени жизни) являются конечные состояния в которые могут распадаться и В0, и 5°. Соответствующие вероятности распада имеют порядок величины С?(1СГ3). Более того, все каналы входят в величину расщепления с разными знаками, так что вряд ли можно ожидать, что суммарный эффект сильно превосходит индивидуальные вклады. Консервативно можно предположить, что

| Вь> = р|Я°>+д|Б°> IВН> = р\В° > > ,

(1)

Эволюция во времени изначально (в момент времени £ = 0) чистого состояния В0 (В°) дается формулами

«m = p-Ti/2-iMt

| ß°(t)> = е

x[cosAMt/2\B° > +i-sin ДМ£/2|5° >1 (3) P

\W{t) > = e

e

-iMt

x[i-sinAMt/2\B° > +cosAMt/2\B° >] (4) Q

Таким образом, вероятность, что В0 распадется как 5°, равна

V(t) = ie-ri(l - cos ДMt). (5)

2

Мы использовали то, что в пренебрежении ДГ |р/<?| = 1.

Измерения смешивания зависящего от времени появились совсем недавно. Обнаружено же В^Тз'-слеишвгите было с помощью измерения вероятности того, что В0 распадется как

где

AM

х = (7)

Основной вклад в В0 В0 переходы дает ¿-кварк. Рассчитанный таким образом параметр смешивания равен

X = ^2VQCDBf^(VtlVtd)Wt. (8)

Эксперимент дает значение х около 0.7, что позволило группе ARGUS в 1987 году установить нижний предел на массу i-кварка в 50 ГэВ. Следует отметить, что в это время теоретические модели предсказывали более легкий i-кварк, и имелись экспериментальные указания на существование более легкого i-кварка с массой около 40 ГэВ.

Четвертая глава содержит краткое описание установки ARGUS, процедуры идентификации частиц и метода моделирования физических процессов.

х

Физические данные, использованные в представленной работе, получены в результате набора статистики на детекторе ARGUS, установленного в одной из двух точек пересечения встречных электрон-позитронных пучков накопительного кольца DORIS-II в научно-исследовательском центре DESY (г.Гамбург, Германия).

Универсальный 47г-магнитный спектрометр ARGUS содержит следующие основные компоненты (см. рис. 1 ):

• Магнитный соленоид, создающий во внутренней части установки поле ~ 0.8 Тл.

• Вершинная дрейфовая камера, окружающая область е+е- взаимодействий, и фиксирующая вершину взаимодействия с точностью ~ 95 мкм.

• Большая дрейфовая камера - центральная часть детектора, служит как трековым детектором, так и прибором для идентификации заряженных частиц, измеряя с высокой точностью их импульсы и потери энергии, вызванные ионизацией газа в камере. Совместное использование информации вершинной и большой дрейфовых камер позволяет получать импульсное разрешение: a{Pt)/Pt -^0.0]2 + (0.006Р((ГэВ/с)2.

• Времяпролетная система, состоящаяй из 64 сцинтилляторов на цилиндрической поверхности и 48 сцинтилляторов в торцевой области, позволяющая определять скорости заряженных частиц посредством измерения времени пролета. Временное разрешение системы cttoF = 220пс. Использование дополнительной информации об измеренных в дрейфовой камере импульсах, дает возможность идентифицировать частицы.

• Электромагнитный калориметр, состоящий из 1280 свинцово-сцин-тилляционных сэндвичей в баррельной области и 480-в торцевой, обеспечивает измерение энергии фотонов и других нейтральных

Рисунок 1: Схема установки ARGUS.

частиц и позволяет отличать электроны от адронов по форме и энерговыделению электромагнитного ливня.

• Система мюонных пропорциональных камер, окружающих установку и служащих для идентификации мюонов. Камеры образуют три слоя: внутренний, расположенный внутри железного ярма магнита, и два внешних - за ярмом магнита, поглощающим адро-ны.

Для идентификации заряженных частиц в детекторе ARGUS используется два независимых метода: измерение потерь энергии в дрейфовой камере и измерение времени пролета. Совместно с измерением импульса в дрейфовой камере они позволяют определять тип заряженных частиц.

Для идентификации пептонов кроме измерения потерь энергии и времени пролета, используется информация о выделенной энергии и форме ливня в электромагнитном калориметре, а также о срабатываниях в мюонных камерах. На основании полученной информации строится нормированная специальная функция правдоподобия электрона Xе, представляющая собой вероятность анализируемого трека с импульсом р соответствовать лептону. Стандартными критериям отбора являются требования Ае > 0.7, А*1 > 0.7. При таких условиях надежная идентификация электронов, с эффективностью (80 - 90)%, осуществляется начиная с 0.6 ГэВ/с, тогда как для мюонов сравнимую эффективность, (70 — 85)% можно получить лишь для P)t > 1.3 ГэВ/с.

Моделирование экспериментальных событий включает описание кинематики интересующего физического процесса, а затем имитацию прохождения каждой частицы через детектор ARGUS на основе полученной информации об импульсах частиц. Программа SIMARG моделирует физические процессы, происходящие при взаимодействии частиц с различными частями детектора, учитывая его специфические черты. Смоделированные события полностью воспроизводят информацию со

всех элементов детектора и отражают искажения форм спектров, вносимые установкой.

В пятой главе подробно изложен оригинальный метод, использованный для частичного восстановления распада 75° —> D*+é~V. Описано исследование фонов и систематических погрешностей. Вычисляется вероятность этого распада и извлекается модельно-зависимое значение Далее описывается измерение абсолютных вероятностей распада D0 —> К~тт+ и D0 —> К~7г_7г+7г+. Полученный образец В0 (около 2500 событий) далее использовался для извлечения параметра смешивания В-мезонов и вероятности их полулептонного распада.

Все полученные результаты обсуждаются и сравниваются с результатами других экспериментов.

На установке ARGUS ¿?-мезоны рождаются в реакции е+е~ —> Т(45) —» ВВ. Импульс образующихся В-мезонов мал и составляет около 300 МэВ, а энергия равна энергии пучка {Е^еам)- Для распада В0 Dt+l~î> из закона сохранения 4-импульса

Рв = Pd>+ + Pi- + Рр

следует

(Ев - Ed.+ - Ее-)2 - (PB - Й>*+ - Ре-)2 = ml = 0. (9)

Так как В-мезоны находятся практически в покое, их импульсом можно пренебречь, и для продуктов полулептонного распада величина

м1ЁС = {Евеам - Ed.+ - Ее)2 - (Й>-+й)2 (10)

должна быть близка к нулю.

В настоящей работе было показано, что метод недостающей массы работает для распада В0 —> D*+i~D с частичным восстановлением D*+. Мы использовали D* ' -мезоны, распадающиеся по каналу D*+ --> 7t+D° (относительная вероятность распада 68%). Энерговыделение в этом процессе очень маленькое — всего б МэВ /с2. Это приводит к тому, что импульсы рождающихся тг-мезонов малы и очень сильно корре-лированы с импульсами £>*+-мезонов. В случае пренебрежимо малого

энерговыделения выполнялось бы равенство р~ = ■ pD., и, следовательно, для восстановления импульса D*+—мезона было бы достаточно восстановления единственного 7г-мезона из распада D*+ —» 7r +D°.

Преимущество такого подхода - колоссальный выигрыш в статистике, так как с разумным отношением сигнал-фон на установке ARGUS удается восстановить не больше 7% D0.

Корреляция между абсолютными значениями импульсов D*+- и 7г+ -мезонов исследовалась по методу Монте-Карло, было установлено, что корреляция модулей импульсов описывается соотношением

I PD- |= а | Йг | +0, (11)

где коэффициенты, соответственно, а = 8.23 и /3 = 0.41 ГэВ/с. Таким образом, процедура восстановления D,r-мезона выглядит следующим образом:

• кандидатом в D*+ -мезон является любой 7г+-мезон с импульсом рж < 200 МэВ (эффективность 96%);

• направление импульса £>*+-мезона считается совпадающим с импульсом 7Г-мезона;

• модуль импульса вычисляется, согласно (11).

На рис.2 показаны полученные по методу Монте-Карло распределения по MftEC для изучаемого распада и каскадного фонового процесса

В-у DJjd-p,

I ( } (12)

U тг£>"

Распределение для каскадного процесса сдвинуто в область положительных значений М\ЕС на примерно 1 ГэВ2/с' (средняя величина квадрата массы системы "потерянных" тг и v) и может быть разделено с распределением сигнальных событий.

В целом, несмотря на то, что распределение по импульсу £*+-мезона при его частичном восстановлении гораздо хуже, чем при полном, разрешение по М\ЕС ухудшается меньше чем в два раза.

ЗЛО

3.05

0.0

М?есоП [СеУ2/с4]

Рисунок 2: Распределения по М\ЕС для прямого (сплошная линия) и каскадного процессов.

Метод частичного восстановления распада

Б° -» D^l'v

имеет два принципиальных достоинства:

• Полученная вероятность распада не зависит от вероятностей распада мезона. Наоборот, сравнивая результаты частичного и полного восстановления этого процесса, можно получить значения вероятностей распада D0-мезона. Уточнение значений этих вероятностей уменьшит систематическую ошибку в значениях вероятностей распадов 5-мезонов и особенно интересно в связи с проблемой дефицита чарма.

• Так как В-мезоны в ARGUS рождаются из распадов Т(45) —» ВВ, восстановление одного из В-мезонов "метит" заряд и "прелесть" второго Б-мезона. Из-за того, что мы восстанавливаем £)*+-мизон лишь частично, наблюдаемое число событий увеличивается в 15 раз по сравнению с полным восстановлением. Это дает достаточно большой ( 2500 событий) образец "меченых" Б°-мезонов. Анализируя его, мы смогли измерить полную вероятность полулептонного распада Я°-мезона и определить параметр смешивания В0- и В°-мезонов без систематической зависимости от параметра

_ Бг[Т(45) -> В+В-]

Br[T{4S) ' r¡„ ' KL' '

учитывающего вклад от полулептонных распадов заряженных В-мезопов.

Проведенные исследования базируются на экспериментальной статистике, полученной сотрудничеством ARGU S в области энергий Y (4S) -резонанса и близлежащего континуума. Интегральная светимость равняется 246 пб"1 для энергии Т(45), что соответствует 209000±9500.£Ш-парам, и 96 пб-1 для континуума. Идентификация частиц проводилась со стандартнымим для установки ARGUS параметрами. Лептоны в настоящей работе рассматривались, если их импульс превышал 1.4 ГэВ.

В событиях, удовлетворяющих критериям отбора на множественность и сферичность, вычислялось значение МрЕС для всех пар пептонов и пионов правильного (£+тг~) и неправильного (£+тг+) знака.

Фоном к искомым парам /тг от распадов В —» Б*1и являются:

• (1) пары из событий нерезонансного континуума;

• (11) адроны, ошибочно идентифицированные как лептоны;

• (111) случайные комбинации 1тг из распадов Т(45).

Вклады первых двух фонов можно независимо оценить, используя данные.

На рис.3 приведены распределения по М}1ЕС для комбинаций правильного и неправильного знака после вычитания вкладов континуума и ложной идентификации. В спектре правильного знака ясно виден пик вблизи нуля, соответствующий распадам В —»• (п)Е й. В спектре неправильного знака пик отсутствует. Отметим, что входы в обе гистограммы отвечают в основном комбинациям пептонов из полулеп-тонных распадов В-мезонов со случайными 7г-мезонами, так как фон от каскадных процессов В —> с —»I сильно подавлен требованием р; > 1.4 ГэВ/с.

Формы распределений вне пика совпадают. Было детально проверено, описывает ли спектр М\ЕС{£+7Г+) фон в распределении МдЕС(£^1г~).

Производилась проверка на инклюзивных событиях, смоделированных по методу Монте-Карло. При построении М\ЕС(£+ выбрасывались комбинации если они отвечали дающему пик распаду В —> 0*+С~й(тт). Формы распределений "правильного" и "неправильного" знака оказались одинаковыми и очень близкими к данным.

Были также проведены косвенные проверки по измеренным событиям. Очевидно, что если лептон и пион рождены из разных В-мезонов, формы распределений М\ЕС{£+и М\ЕС(£+ж+) совпадают. "Опасность", следовательно, представляют только пары, рожденные из одного В-мезона, так как в этом случае между лептонами и пионами

М^ои [СеУг/с4]

Рисунок 3: Распределения по М\ЕС для пар правильного (точки с ошибками) и н правильного знака после вычитания фонов от мисидентификации и континуума.

существуют импульсные и зарядовые корреляции. Тем не менее ясно, что сила этих корреляций уменьшается для мягких пионов. В качестве оценки влияния этих корреляций использовалась процедура смешивания событий. Пары (тт выбирались из разных событий, и полученное таким образом распределение по M\EC(mix) сравнивалось с МдЕС(£+7г+). Формы распределений оказались одинаковыми, следовательно, даже если и существует fe-корреляпия. на распределения по массе отдачи она не влияет.

Лептон-пионные корреляции могут проявляться также в угловых распределениях. В результате их анализа выяснилось, что для пионов с рт < 200 МэВ/с угловая корреляция отсутствует вообще, а небольшая корреляция для пионов с 250 < р^ < 350 МэВ/с зарядово-независима.

Поскольку /я"-корреляции увеличиваются с импульсом, был варьирован верхний критерий отбора на импульс 7г-мезона. Результат практически не меняется от значений обрезания 150 МэВ/с (эффективность ~ 75%) до 300 МэВ/с, что почти на 100 МэВ превышает кинематический предел для 7г-мезонов от исследуемого распада.

Вычитая из спектра фон, используя неправильные за-

рядовые комбинации, было получено распределение, показанное на рис.4. Это распределение (Цитировалось далее двумя формами, соответствующими вкладам от распадов В0 —► D*+i~v и В —► D'jy

Фитирование дало

= 2693 ± 183 ± 105, (14)

ND>(J)= 423 ±138 ±35, (15)

где первая ошибка - статистическая, а вторая - систематическая. Систематическая ошибка возникает из-за небольшой модельной зависимости формы распределения по а также включает в себя неопределенность в вычитании континуума и ложно идентифицированных пептонов.

Полная эффективность была получена по методу Монте-Карло с ис-

Рисунок 4: Распределение по М\ЕС после вычитания фонов.

пользованием модели IGSW и оказалась равна е = 21.0 ±1.5%. Искомая вероятность распада вычислялась по формуле

Вг[а°-д.+г,] = 2 ^ h (16)

где /о = Вг[Т(45) —> было взято равным 0.5, а для Br[D*+ —>

7t+D°] использовалось значение CLEO 68.1 ± 1.0 ± 1.3%. Из (14) и (16) получаем

Br[B° D*+i~V} = (4.5 ± 0.3 ± 0.4)%. (17)

Значение вероятности распада может быть использовано для модельно-зависимого вычисления величины элемента матрицы Кобояши-Маскава Vcb. Модель IGSW-2 дает

|УсЬ| = 0.0351 ± 0.0011 ± 0.0016

Вероятность распада D0 дается выражением

Br\D* -» X] = е,

1 J N{B0^D*-£+v,D*--*w-D°) е/

где ej и ер — эффективности восстановления распада —> D*~i+v, соответственно, полностью и частично.

Результаты полного восстановления были взяты из работы ARGUS. Так было найдено

Br[D° -» К~тг+] = (4.5 ± 0.6 ± 0.4)%

Br[D° К-тг+1г+тг~} = (7.9 ± 1.5 ± 0.9)%

Как уже говорилось ранее, метод частичного восстановления распада В0 —► D*+l~~î> позволяет "пометить" заряд и "прелесть" почти трех тысяч В-мезонов. Это позволяет проводить инклюзивные измерения распадов В°-мезонов, а не смеси В+ и В0 из распадов Т(45').

В этой работе изучался выход пептонов из распада Вчто позволило измерить вероятность полулептонного распада В°-мезона и параметр смешивания В° — Б°-мезонов.

N

Рисунок 5: Распределения по М%£С для событий с пептонами разного (Ь) и одина кового (а) знака. Точки с ошибками - пары лептон-пион правильного знака, гистс грамма-неправильного.

На рис.5 показаны распределения по массе отдачи для лептонов разного и одинакового знаков после вычитания фонов. Эти распределения фитировались двумя формами, соответствующими вкладам и О^у Относительный вклад и Б*+ был зафиксирован согласно (14 - 15). При этом учитывалось, что вклад разный в спектрах, соответствующих дилептонам одинакового и разного знаков, так как в силу изотопической инвариантности

2 • Вг[В° -» И**+ГV] ■ Вг[Б**+ £>*+тг0] =

Вг[В~ • Вг[£>**° -» Л?*+тГ] , (19)

а заряженные В-мезоны дают вклад только в спектр дилептонов разного знака. Вклад адронов, ложно идентифицированных как пептоны, был вычтен, используя данные. Относительный вклад первичных и вторичных лептонов определялся по методу Монте-Карло.

Результаты фитов и значение всех поправок приведены в табл.1.

Т(45) (континуум вычтен) 42.4 ± 10.6 171.6 ±17.8

Ложная идентификация 7.0 ±0.9 6.7 ±0.9

Относительный вклад лептонов от распадов 6-кварка 0.794 0.955

Относительная доля дилептонов от распадов нейтральных В-мезонов 0.941 0.824

Итого дилептонов от В0 26.5 ± 8.0 129.8 ± 14.0

Эффективность критерия отбора против J^ф 1 0.95 ±0.02

Таблица 1: Результаты по смешиванию В-мезонов.

Параметр смешивания оказался равным

_ ж^+удо) _ т^Р) =

Аг(°°) N(¿+1-) и/у

Вероятность полулептонного распада В°-мезона дается формулой

дгкорр (

Вг(Вд -> Xl-v) = • (20)

где Ngf<n' - поправленное на эффективность число дилептонов, Nd*+

есть число частично восстановленных распадов В0 —> D*+C~ v из (14), I £i

emuit' эффективности критерия отбора на множественность для одно-лептонных и дилептонных событий (разница в эффективности связана с тем, что множественность в полулептонных распадах в среднем ниже, чем в адронных).

Из моделирования по методу Монте-Карло было получено л

= 1.046 ± 0.023.

£mult

Поправка числа дилептонов на эффективность восстановления производилась также с помощью моделирования. При этом экстраполяция в область малых импульсов проводилась с помощью модели. Результат;

Вг[В° -> ХГU] = (9.3 ± 1.1 ± 1.5)%

В заключении сформулированы основные результаты диссертации.

ЛИТЕРАТУРА

1. AGRUS Collab., Н. Albrecht, ... , Yu.Gershtein, et al. A Study of B° D*+i~v and B°B° Mixing Using Partial D*+ Reconstruction. Phys.Lett. B324 (1994) 249 (preprint DESY 93-149 1-11)

Подписано к печатя 11.04.96 Формат 60x90 I/I6 Офсетн.печ. Усл.-печ.л.1,25 Тврак 100 экз. Заказ 433.

Отпечатано в ИТЭВ, II7259, Москва, Б.Черемушкинская, 25