Исследование распада В- - D*0l-v- тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

ГОСУДАРСТВЕННЫЙ НАУЧНЫЙ ЦЕНТР РОССИЙСКОЙ ФЕДЕРАЦИИ -1НСТИТУТ ТЕОРЕТИЧЕСКОЙ И ЭКСПЕРИМЕНТАЛЬНОЙ

РГ6 ОД ФИЗИКИ

1 1 НОЯ 19% На правах рукописи

ПАХЛОВ Павел Николаевич

Исследование распада В —> и

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 Государственном Научном Центре Российской Федерации - Ипституте Теоретической и Экспериментальной Физики

Научный руководитель: доктор физико-математических на;

профессор М.В. Данилов (ИТЭ1

Официальные оппоненты: доктор физико-математических на}

А.И. Лебедев (ФИА1 доктор физико-математических на М.И. Высоцкий (ИТЭ<1

Ведущая организация: Институт Ядерной Физики СО РАН, г.Новосибир<

Зашита состоится 19 ноября 1996 г. в 11 часов на заседании диссертационно совета Д.034.01.01 по адресу: г.Москва, 117259, В.Черемушкинская ул., 25, конфереи зал ИТЭФ.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИТЭФ.

Автореферат разослан 5 октября 1996 г.

Ученый секретарь диссертационного совета, кандидат физ.-мат. наук

Ю.В.Терех

Общая характеристика работы

Темой диссертации является исследование распада В~ —> D*°£~i/ и годельно-независимое вычисление элемента матрицы Кабиббо-Кабая-1и-Маскава (KM) | Vr.b | из распределения дифференциальной ширины сследуемого распада относительно квадрата переданного импульса

-мезону. Физические данные, использованные в настоящем анализе, олучены на детекторе ARGUS, установленном в точке пересечения лектрон-позитронных пучков накопительного кольца DORIS-II в на-чно-исследовательском центре DESY (г.Гамбург, Германия).

Актуальность темы

Исследование полулептонных распадов ß-мезонов является наиболее гростым как с теоретической, так и с экспериментальной точки зре-[ия. Отсутствие взаимодействия продуктов распада W~-6030Ha с с(и) t спектаторным кварками существенно уменьшает теоретические не-|пределенности расчётов полулептонных распадов и обеспечивает са-юе точное вычисление элементов матрицы KM | V^j и | Vci |.

Измерение инклюзивной полулептонной относительной ширипы рас-[ада В-мезонов позволяет вычислить j Vcb \, используя теоретические соотношения, которые, однако, содержат большие теоретические неопре-[еленности. Исследование эксклюзивных полулептонных распадов, та-:их как В —> Di~V или В —> D*i~V, может также обеспечить опреде-[ение \Vcb\- Теоретические вычисления форм-факторов для таких пере-:одов приводят к однозначным зависимостям вероятностей эксклюзив-[ых распадов от | Vcb \, которые как и теоретические зависимости для [нклюзивной полулептонной ширины являются модельно-зависимыми.

Способ вычисления \Vct,\ с минимальными теоретическими неопреде-[енностями был предложен в работе Волошина и Шифмана [2]. В своей >аботе они показали, что в распаде В —> D*t~V при квадрате передан-юго импульса £)*-мезону, равного максимальному, форм-фактор пере-:ода должен был равняться единице, если бы симметрии по аромату и го направлению спина спектаторного кварка были бы точными. Это

означает, что сильное взаимодействие попросту не заметило подмен! ^-кварка с-кварком и переворота его спина. Если поправки, вследстви неточности применяемых симметрии, были бы малы, то, измеряя диф ференциальную ширину распада в точке рд. = 0, можно было бы вы числить\Vcb\- В работе было показано, что поправки к форм-фактору: этой точке не содержат члена ~ и, значит, неоиределённост'

составляют ~ (Адсо/тс)2 — 5%.

Эксцериментально можно вычислить в предлагаемом Волоши ным и Шифманом подходе, экстраполируя дифференциальную ширин распада в точку ри- = 0. Распад В Б^й для измерения \Усь\ не пол ходит, поскольку в точке рп =0 он подавлен по спиральности. Распа, В0 —> V менее предпочтителен, чем исследуемый распад с эксш

риментальной точки зрения, т.к. эффективность восстановления £)* в интересующей нас точке практически нулевая. Таким образом, ис следуемый распад наиболее удобен для применения подхода Волошин и Шифмана и вычисления элемента матрицы КМ \Усь\.

Цель диссертации и ее новизна

Первое измерение относительной ширины распада В~ —> полным восстановлением £>*°-мезона в конечном состоянии и модельнс независимое вычисление элемента матрицы Кабиббо-Кабаяши-Маска] | Усь \ из распределения дифференциальной ширины исследуемого ра< пада относительно квадрата переданного импульса £)*°-мезопу.

На защиту выносятся:

1) Обнаружение распада В" и результат измерения его оч носительной вероятности.

2) Результат исследования распределения квадрата массы отдачи о: носительно системы для определения вклада каскадного ра пада В В**е~й.

3) Результат вычисления отношения времён жизни заряженного нейтрального 5-мезонов тв+/гдо.

4) Результат исследования распределения дифференциальной ширины распада В~ —> D*°C~P в зависимости от квадрата переданного импульса Д*°-мезону.

5) Результат вычисления величины |Кь|> полученный из экстраполяции дифференциальной ширины исследуемого распада в точку Волошина и Шифмана.

Апробация работы и публикации

Основные результаты диссертации были опубликованы в работе [1]. Материалы, представленные в диссертации, докладывались автором на семинаре ИТЭФ, совещаниях сотрудничества ARGUS, сессии ОЯФ РАН. Результаты работы представлялись также на семинарах научного центра DESY и на международных конференциях в Морионде, Ля Туиле, Женеве (Рочестерская конференция, 1991).

Структура диссертации

Диссертация состоит из введения, шести глав и заключения. Ее объем 66 страниц, включая 6 таблиц и 15 рисунков. Список цитируемой литературы содержит 38 наименований.

Содержание диссертации

Во введении формулируется постановка задачи и приводится план расположения материала.

В первой главе кратко изложена история открытия Ь-к варка и В-мезонов. Обсуждаются их свойства и место в рамках Стандартной Модели (СМ). Рассмотрены возможные типы распадов В-мезонов, специальное внимание уделено полулептонным распадам.

В природе массовые собственные состояния кварков не совпадают со слабыми собственными состояниями. Нижние кварки (ds', Ь') трёх SU(2) изодублетов оказываются "чуть-чуть" повернутыми относительно физических, массовых кварков (d,s,b). Такой поворот приводит к возможности распадов Ь и с-кварков и, возможно, к нарушению СР-инвариантности в слабых взаимодействиях. Происхождение этого по-

ворота и причина его малости остаются пока неизвестными.

Связь между слабыми собственными состояниями кварков и массовыми собственными состояниями задается унитарной матрицей 3 х 3, называемой матрицей Кабиббо-Кобаяши-Маскава. Элементы матрицы определяют эффективные константы переходов между "нижними" и "верхними" кварками в слабых распадах. Их точное измерение возможно прольет свет на загадку существования трех поколение и их смешивания.

Параметры |Кь|, , 1Ц., | были определены в процессе изу

чения ¿¡-мезонов. Первые два измеряются непосредственно в распада: В-мезонов, значение \Уц\ извлекают из определения вероятности осцилляции, можно оценить, изучая редкие "пингвинные" распадь 5-мезонов. !

Возможные переходы Ь-кварка в с или и-кварки иллюстрирует квар ковая диаграмма, представленная на рис.1. В таких процессах эле менты и входят соответственно в вершину перехода Ь -

сЧГ- («Иг-).

Ь

В

Ч

Рис. 1: Фейнмановская диаграмма распада Ъ с(

При рассмотрении распада 5-мезона необходимо учесть также на личие легкого кварка, не участвующего непосредственно в слабом рас паде (рис.1), но проявляющего себя на более "позднем" этапе адрс низации. Такие переходы получили название спектаторных. Преоб

* **

АЭ

ладание спектаторных диаграмм в распадах тяжелых мезонов означало бы независимость времён жизни и относительных вероятностей полулептонных распадов от типа лёгкого кварка д. Однако, значительное различие времен жизпи заряженных и нейтральных /З-мезонов свидетельствует о существенном вкладе неспектаторных механизмов в распадах очарованных мезонов. В случае Б-мезонов такие механизмы ослаблены. Об этом свидетельствуют как теоретические оценки, так и экспериментально измеренное, близкое к единице, отношение времён жизни 5° и В+-мезонов: тд+ /тдо = 0.98 ± 0.09.

Исследование полулептонных распадов В-мезонов является наиболее простым как с теоретической, так и с экспериментальной точки зрения. Отсутствие взаимодействия продуктов распада ^"-бозона с с(и) и спектаторным кварками существенно уменьшает теоретические неопределенности расчётов полулептонных распадов и обеспечивает самое точное вычисление элементов матрицы КМ | Уиъ | и | УУ.

Элементы матрицы КМ \Уиь\ и \Усь\ можно получить в исследованиях инклюзивных полулептонных распадов в модели распада свободных кварков. Полную ширину таких переходов определяют экспериментально, измеряя относительную вероятность распадов Вг5((6) и время жизни В-мезонов Эта ширина пропорцианальна квадрату | | с коэффициентом пропорцианальпости, вычисляемым теоретически. Измерение инклюзивных полулептонных распадов Ь —¥ \lI~V до настоящего времени остаётся единственным способом оценки |Кб|- Однако, указанный способ страдает большими теоретическими неопределенностями вследствие незнания массы Ь-кварка и неучёта взаимодействия между кварками.

Исследование эксклюзивных полулептонных распадов, таких как В —>■ £)£-г7или В —> может также обеспечить определение \Усь\. Тео-

ретические вычислепия форм-факторов для таких переходов приводят к однозначным зависимостям вероятностей эксклюзивных распадов от 1^1-

Экспериментальное изучение полулептонных распадов также значительно упрощено. Наличие.в событии лептона и малочастичност! этих процессов приводит к относительно малому фону. Проблема присутствия нейтрино, непосредственно не регистрируемого детектором решается с помощью метода недостающей массы.

Вторая глава посвящена теоретическим моделям эксклюзивных полулептонных распадов В-мезонов и способам вычисления

До сих пор не существует удовлетворительного способа рассчитать характеристики связанных состояний кварков исходя из первых принципов (КХД, как принято на сегодняшний день). В результате приходится полагаться на феноменологичкские подходы, такие как потенциальные модели и т.п.

В большинстве теоретических работ рассматриваются распады В-мезонов в основные конечные состояния - £) и £)*-мезоны для Ь -> с переходов и п и /»-мезоны для Ь —> и. Другие возможные распады, где в конечном состоянии присутствуют возбуждённые мезоны, такие как Б**, или нерезонансные комбинации и 7г-мезонов, значительно сложнее для теоретического описания и практически пигде не рассматриваются. Вычисляя форм-факторы распадов, получают (модельную) зависимость ширины эксклюзивных распадов от •

В модели Бауэра, Штеха и Вирбеля [3] начальный и конечный мезоны рассматриваются кале связанные состояния двух кварков в системе, в которой мезоны имеют бесконечно большой импульс. Изна^ чально, форм-факторы вычисляются в точке с квадратом переданного импульса от начального конечному мезону д2 = ((р1 — Рг)^)2 равного нулю. Затем форм-факторы экстраполируются в область д2 > 0.

Модель Кёрнера и Шулера [4] во многом очень похожа на предыдущую модель. Как и в модели БШВ в модели Кёрнера и Шулера форм-факторы вычисляются для квадрата переданного импульса <?2 равного нулю и экстраполируются в область <?2 > 0, исходя из доминантности ближайшего полюса. Небольшое отличие заключалось в том, что для

форм-факторов £4, и предполагалась диполюсная зависимость от g2, а масса полюса считалась одинаковой для всех форм-факторов.

Изгур, Скора, Гринстайн и Вайзе (ИСГВ) [5] рассматривали распады В-мезонов во все возможные конечные состояния, включая возбуждённые мезоны. Сначала вычисляли форм-факторы для переходов, в которых реальные мезоны подменены "mock" мезонами - мезонами, состоящими из двух невзаимодействующих конститъюэнтных нерелятивистских кварков. Далее вычисляется, какая часть реально наблюдаемых мезонов, таких как В, D, D* или D**, содержится в этих "mock" мезонах.

Помимо рассмотренных выше моделей были рассмотрены также модели Альтомари и Вольфенштейна, Питчмана и Шсберла и расчёты КХД на решётках. Было отмечено, что все модели обладают существенным недостатком - большими теоретическими неопределенностями, которые зачастую даже невозможно оценить. В связи с этим особую ценность приобретает подход Волошина и Шифмапа.

Волошин и Шифман в своей работе [2] показали, что в распаде В —> D*i~V при квадрате переданного импульса £)*-мезону, равного максимальному, форм-фактор перехода равняется единице. В работе было показано, что поправки к форм-фактору в этой точке не содержат члена ~ Адсп/тс и, значит, неопределённости составляют ~ (Л<зсо/тс)2 — 5%. Экстраполируя дифференциальную ширину распада в точку Волошина и Шифмана, может быть вычислен с минимальными ^ теоретическими неопределенностями. '

Третья глава представляет обзор последних экспериментальных данных в области эксклюзивных полулептонных распадов.

Исследование эксклюзивных полулептонных распадов В-мезонов началось с работы сотрудничества ARGUS, применившего технику недостающей массы для распада —> D*+ê~V [С]. В дальнейшем этот метод позволил систематически исследовать эксклюзивные полулеп-тонные распады. Распад —> D*+l~V восстанавливают несмотря

на нерегистрируемое нейтрино в конечном состоянии. Квадрат массы исчезнувшего нейтрино вычисляют по формуле:

= О - ED.+ - Et-)2 - (PgО - PD.+ - Pe-f.

В экспериментах, работающих при энергиях на пороге рождения Т(45)-резонанса, энергия й°-мезона (Е-^о) известна и равна энергии пучка. Энергии и импульсы £)*+-мезона и лептона измеряются непосредственно. Единственная неизвестная в этой формуле величина - на_о

правление импульса В , значение которого в распадах Т(45)-резонанса сравнительно мало 330 МэВ/с). Распад 2г -> D*+t 'v восстанавливают по сигналу в распределении квадрата недостающей массы M2ecgil, при вычислении которого малым импульсом ~В° пренебрегают.

В предположении е~ — уГ универсальности, полученная вероятность

._Q

распада В —> D*+i~V составляет:

Br(É> D*+Cv) = (5.2 ± 0.7 ± 0.7)%.

В дальнейшем сотрудничества ARGUS и CLEO исследовали Лорен-певу структура распада 5° —» D*+i~V, измерив поляризацию D*+ -ctpoi и асимметрию - Арц.

В работе сотрудничества ARGUS было также получено указание па существование распадов В —> D**l~V, D** -> D*+X и оценен их вклад:

Br(B D**i~v) = (2.3 ± 0.7 ± 0.7)%.

В работах сотрудничеств ARGUS и CLEO метод недостающей массы

_ Q

применяли также к исследованиям распадов В —> D+i~V, В~ —» D't~v и В~ —D*°£~V. Трудность измерения распадов 5° —> D+i~V и В~ —> D°£~v связана с существованием превосходящих их по вероятности фоновых каскадных процессов В~ —> D*°i~v и 5° —> D*+l~V, D* —> Dn(j). Последние могут быть значительно подавленны, если использовать различие в кинематике распадов В —> D*l~V и В Dt'V. Учитывая вклад от каскадного процесса В0 —> D*+£~V, D*+ —> D+n°('y)

было получено:

Sr(ß° ->• D+£~V) = (1.6 ± 0.5 ± 0.5)%.

Комбинированный фит трёх распределений квадратов недостающих масс к системам D f/Г, D°è~ и D*+i~ позволяет вычислить также:

Вг(В~ ->• D°rV) = (1.7 ± 0.6 ± 0.4)% Вт{В~ D*°rV) = (4.6 ± 0.5 ± 0.6)%.

Отношение времён жизни тв± /тдо, важное для оценки вклада возможных песпектаторных механизмов, получено из отношения вероят-. ностей полулептонных распадов для заряженного и нейтрального В-мезонов:

Tj3+ / Tßo = 1.01 ±0.25

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

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

Детектор ARGUS (рис.2), подробно описанный в работе [7], - универсальный 4я магнитный спектрометр, содержит следующие основные компоненты:

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

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

ARGUS

I

Рис. 2: Схема детектора ARGUS: 1 - мюонные камеры, 2 - ливпсвые счетчики, 3 - врс-меницролетная система, 4 - дрейфовая камера, 5 - вершинная камера, 6 - кремниевый счетчих, 7 - железное ярмо магнита, 8 - соленоидальные обмотки, 9 - компенсационные обмотки, 10 - квадрупольпая линза.

• 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 = \/0.012 + (0.006Pt(/c)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 (TtoF = 220пс. Использование дополнительной информации об измеренных в дрейфовой камере импульсах, дает возможность идентифицировать частицы.

• Электромагнитный калориметр^ состоящий из 1280 свиицовосцин-тилляциопных сэндвичей в баррельной области и 480 в торцевой, обеспечивает измерение энергии фотонов и других нейтральных частиц и позволяет отличать электроны от адропов по форме и энерговыдслению электромагнитного ливня.

• Система мюонных пропорциональных камер, окружающих установку и служащих для идентификации мюонов. Камеры образуют три слоя: первый, расположен внутри железного ярма магнита, два других - за ярмом магнита, поглощающим адроны.

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 электронов кроме измерения потерь энергии и времени пролета, используется информация о выделенной энергии

и форме ливня в электромагнитном калориметре. На основании полученной информации строится нормированная специальная функция правдоподобия электрона Ае, представляющая собой вероятность анализируемого .трека с импульсом р соответствовать электрону. Электронная гипотеза принимается, если Ле превышает некую конкретную величину. В основе мюонной идентификации лежит аналогичная процедура, дополненная использованием информации о срабатывании мю-опных счетчиков.

Стандартными критериями отбора являются требования Ле > 0.7, А'' > 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 Рц> 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. Разработанная 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 описаны метод, использованный для обнаружения исследуемого распада, а также процедура определения вкладов фоновых процессов и вычисления относительной ширины распада. Приведён метод вычисления отношения времён жизни заряженного и нейтрального Б-мсзонов. Представлен метод вычисления элемента матрицы Кабиббо-Кабаяши-Маскава \Vcb\ путем экстраполяции дифференциальной ширины распада В~ —» D*°£~i> в точку Волошина и Шиф-мана.

Обьективной трудностью измерения распада В~ —> D*°£~P является

присутствие нерегистрируемого нейтрино в конечном состоянии. Здесь, как и в предыдущих работах по измерению эксклюзивных полулептон-ных распадов, мы используем метод недостающей массы. Квадрат недостающей массы относительно системы D*°é~ вычисляется по формуле:

Mlcml = (Ев- - Е„.о - Ее-)2 - (PD.о + Ptrf

Энергия В-мезона равна энергии пучка, а малым импульсом В-мезона пренебрегли. Таким образом, существование исследуемого распада определяется наличием пика в области нуля в распределении квадрата недостающей массы. Другие процессы, приводящие к возникновению пептона и £>*°-мезона в конечном состоянии, не имеют пика в распределении квадрата недостающей массы в области нуля и, таким образом, могут быть исключены.

В предыдущей работе распад В~ -> изучался без восстано-

вления £*°-мезона. Такое восстановление связано с дополнительными трудностями. D*0-мезон имеет только нейтральные моды распада: D*a —> D°7 и D*° —> D°7Г°. Использование для восстановления мезона фотонов приводит к существенному фону под сигналом D*0, связанному с большой нейтральной множественностью в событиях и относительно плохим разрешением детектора по энергии фотона. Для подавления комбинаторного фона применялись специальные критерии отбора.

Статистический материал, использованный в данной работе и собранный на установке ARGUS в период между 1983 и 1990 годами, соответствует интегральной светимости 246 пбн-1 в области Т(45) резонанса, что эквивалентно ~ 209000 ± 10000 распадам Т(45) , и 97 пбн"1 в близлежащем континууме.

£)*°-мезоны восстанавливаются в цепочке распадов D*° —> D07 с последующим распадом D0 —> К~п+, К~тг+ж+п~ , К®7т+и~ в событиях с быстрым лептоном (Р¡г- > 1.0 ГэВ/с) правильного знака. Комбинации

К~п+ и К^тг+тг~ рассматривались как кандидат в \0°-мезон, если их масса лежала в интервале ±30 МэВ/с от табличного значения массы £)°-мезона. Для комбинаций К"7г+7г+7г_ использовался более узкий интервал (±20 МэВ/с). Все выбранные кандидаты в -мезоны подвергались кинематическому фиту в его табличную массу для улучшения разрешения по импульсу £)°-мезона.

Затем рассматривались комбинации отобранных

В0 -кандидатов с

фотонами. Для подавления комбинаторного фона использовали следующие критерии отбора:

1. Количество фотонов в событии не должно превышать 5. Такое требование подавляет фон более чем в 3 раза, оставляя более 60% сигнальных событий.

2. Исключались из рассмотрения фотоны от распадов 7г°, т.е. все пары фотонов имеющие инвариантную массу, лежащую в пределах ±50МэВ/с от табличного значения массы 7г°. Эффективность такого требования для сигнала составляет ~ 60%, в то время как фон подавляется ещё в 4 раза.

После применения указанных критериев отбора в событиях с квадратом недостающей массы относительно системы с интервале | М^есЫ11 < 1.0 ГэВ2/с4 наблюдается сигнал в массовом спектре О0у вблизи значения, равного массе (рис.За). Отсутствие сигнала в массовом спектре для комбинаций с \М^есЫ1\ > 2.0 ГэВ2/с4 (рис.ЗЬ) является указанием на наличие исследуемого распада. Гистограммами на рис.За,Ь изображены инвариантные массы комбинаций фотона с К~7г+, К°тт+тг~ и К~п+1г+п~ кандидатами, взятыми из интервалов масс непосредственно справа и слева от сигнала Б0-мезона. Гистограммы отнормированы на число фоновых К~тт+, и К~1г+тт+тт~ комбинаций под пиком Д°-мезона.

Ещё одним источником фона являются комбинации реального мезона с фотоном в событиях, в которых быстрый адрон правильного

1.9 2.0 2.1 2.2 2.3 2.4 2.5

м

[№/сг]

1.9 2.0 2.1 2.2 2.3 2.4 2.5

М

Д°7

Рис. 3: Инвариантная масса системы Г>°7 а) с |Л^г2еСи|(^07г~)| < 1° ГэВ2/с4; б) с > 2.0 ГэВ2/с4.

знака был ошибочно идентифицирован как пептон. Вклад таких событий легко оценивается непосредственно из данных, используя известную вероятность ошибочной идентификации.

Распределение по инвариантной массе комбинации £)°7 после вычитания двух описанных выше источников фона приведено на рис.4. Дополнительное плечо в области меньших инвариантных масс объясняется вкладом распада —> £>°7г° с последующим распадом п° —> 77. Один из фотонов от распада 7Г°-мезона может дать вклад в распределение по массе 1)°7 комбинации. Очевидно, что из-за потери второго фотона масса В0■у будет сдвинута в меньшие массы. Действительно, поскольку 7г° из распада £)*0-мезона имеют очень маленький импульс, распад 7г°-мезона очень часто приводит к возникновению по крайней мере одного фотона с энергией ниже 80 МэВ, второй фотон критерием отбора 2), подавляющим вклад распадов я-0, не отбрасывается.

Оставшийся фон под сигналом -мезона вызван случайными комбинациями реального .0°-мезона с фотоном в событиях с быстрым пептоном правильного знака. Источником такого фона могут быть следующие процессы:

1) О0£~ комбинации в событиях континуума.

2) Некоррелированные £>°-мезоны и первичные лептоны от разных 5-мезонов. Подобные события могут привести к правильному заряду лептона как в результате осцилляций, так и вследствие неправильной интерпретации

В" как В0. Последняя возникает из-за двойной неправильной идентификации К~ и 7г~-мезонов для К~-к+ и К~к+-к+-к~ конечных состояний или в К®7Г+7Г~ конечном состоянии, неразличающем В° и В0.

3) Некоррелированные 1)°-мезоны и вторичные лептоны от распадов очарованных частиц.

4) В°£~ комбинации от распадов одного В-мезона. Этот источник

N

20М/с2 120

100

80

60

40

20

О

1.9 2.0 2.1 2.2 2.3 2.4 2.5

Мдо7 И/сг] .

'ис. 4: Инвариантная масса системы £)°7 после вычитания фона от случайных К~7г+, и К~7г+тг+7г_ комбинаций с фотоном и неправильно идентифицированных лепто-ов с -¡(В0< 1.0 ГэВ2/с4. Снлошпая кривая показывает результат фита сигнала оставшегося фона от комбинаций реальпого О0 с фотоном. Пунктирная кривая показы-ает сумму вкладов всех фоновых процессов.

фона связан с различными типами полулептонных распадов, такю как В~ -» 5° -> В~ Б^Ги и ВВ*Ч~и.

Вклад фоновых процессов изучался методом Монте-Карло. Полученное распределение для суммы всех фоновых процессов 1)-4), отнор-мированное на полное число £>°-мезонов в событиях с пептоном правильного знака, показано на рис.4 пунктирной кривой.

После вычитания всех источников фона сигнал от £),0-мезона фити-ровался суммой двух функций Гаусса, соответствующих вкладам от распадов В*0 —>• £)°7 и И*0 —У Результат фита показан на рис.4

сплошной линией. Число £)*°-мезонов в сумме двух каналов распадг составляет (244 ±46).

Незначительную часть исследуемого сигнала £>*°- мезона составляю фоновые процессы, аналогичные процессам 1)-3). Они были изучены методом Монте-Карло. Абсолютные значения этих источников фона представлены в таблице 1.

Табл. 1: Вклад фоновых процессов в сигнал £>,0-мезона в интервале <

1.0 ГэВ2/с4 .

Полное число событий 244 ± 46

Фоновые процессы

1. Континуум 8.8 ± 7.9

2а. В0 -> Ж ГХ, Ж о.о^

2Ь. Неправильная интерпретация ТГи как Г)'а 5.5 ±3.7

3. + вторичные пептоны 5.3 ±4.5

В- -ч Б'Ч-й 224 ± 47

После вычитания указанных фоновых процессов, представленный сигнал состоит из мезонов от исследуемого распада, а также из возможного вклада от каскадных переходов В -> Б** —У О*0тт.

Поскольку распады В —> экспериментально не измерены, их

вклад выделяют, из распределения квадрата недостающей массы относительно системы . Распределение по инвариантной массе Б0г)

фитировалось в бинах по М?есоц после вычитания всех источнников фона. Результат этой процедуры показан на рис.5.

Полученное распределение фитировалось суммой двух функций Гаусса, соответствующих вкладам прямого и каскадного распадов. Вклад прямого распада составил 224 ± 54 события, в то время как на число каскадных распадов получен верхний предел в ~ 100 событий на 90% уровне достоверности.

Эффективность всех критериев отбора, реконструкции и идентификации частиц была получена с помощью метода Монте-Карло. Полная эффективность восстановления мезонов равна: т](В*° —> 1)°7) + т](0*° -> 7г°) = 0.017±0.002. Эффективности реконструкции и идентификации электрона и мюона составляют т)е- = 0.75 ± 0.05 и т]^- — 0.69 ±0.07. Требование Р(£~) > 1.0 ГэВ/с уменьшает эффективность пептонов от изучаемого распада в (0.75 ± 0.06) раз.

В предположении, что 50% Т(45)-мезонов распадается на В~В+ пару, относительная вероятность распада В~ равна:

ВН{В~ -> = (5.8 ± 1.4 ± 1.3)%.

Отношение времён жизни заряженного и нейтрального мезонов тв+ ¡твй можно получить из отношения относительных вероятностей распадов В~ —> П*°£~1) и Т3° —> 0*+£~17, в предположении равенства их абсолютных ширин:

тв+/тво = 0.91 ± 0.27 ± 0.21,

Распад В~ —> особенно удобен для вычисления \Усь\ в пре-

деле Волошина и Шифмана, поскольку эффективность восстановления О*0 -мезона практически не зависит от его импульса. Теория Н(ЗЕГГ является обобщением подхода Волошина и Шифмана на весь спектр переданных импульсов /)*°-мезону. В таком подходе дифференциальная ширина полулептонных распадов В Ощ£~~9 и В —> описывается одним универсальным форм-фактором где у = V ■ и'

-4 -2 0 2 4

м?есоц(о*°г) т

Рис. 5: Распределение квадрата недостающей массы относительно системы после

вычитания фонов 1)-4). Кривая показывает результат фита, соответствующего распаду В' £>*°ГР.

1.0 1.1 1.2 1.3 1.4 1.5

I

' у-у'-у

Рис. 6: Распределение ЦУ •£(у). Сплошная кривая показывает результат фита с линейной параметризацией функции Изгура-Вайза, пунктирная кривая соответствует фиту с однополюсной параметризацией.

- произведение 4-скоростей В и 2}*°-мезонов, называемом функцией Изгура-Вайза. v ■ v' = 1 - предел Волошина и Шифмана, в котором

• v') = 1. Мы определяем произведение \Vcb\ • £(l)i экстраполируя распределение • во всём интервале переданного импульса. На рис.6 показано распределение по • ((у). Функция Изгура-Вайза теорией не фиксируется. Была использована линейная параметризация Ç(y) = 1 — р2(у — 1). Результат фита даёт: р = 1.07 ± 0.17 и \Vcb\ = 0.044 ± 0.007. Близкие значения были получены и для других параметризаций: р — 1.30±0.28и |Vy = 0.047±0.009 для однополюсной параметризации (£(у) = р = 1.38 ± 0.29 и = 0.048 ± 0.010

для экспоненциальной параметризации (£(у) — ехр[—р2{у — 1)]). Систематические ошибки определяются в основном теми же источниками, что и при вычислении относительной ширины распада. В результате вычислений получено:

|lk| = 0.044 ±0.007 ±0.006.

В шестой главе полученные результаты обсуждаются и сравниваются с другими экспериментальными работами и теоретическими предсказаниями.

Исследования, выполненные в процессе анализа экспериментальных данных, полученных на установке ARGUS, дали возможность впервые обнаружить распад В~ —> D*°£~V с полным восстановлением D*0-мезона, измерить его относительную вероятность и вычислить элемент матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскава |Vy модельно независимым образом.

Были получены следующие результаты.

1) Изучены и оптимизированы критерии отбора событий. Полученное распределение инвариантной массы комбинации D07 для двух интервалов квадрата массы отдачи относительно системы D*°£~ явилось указанием на распад В~ —> D,0£"D.

2) Оценён вклад фоновых процессов к исследуемому распаду. Вычислена относительная вероятность распада В~ —> О*0£~й:

ВЩВ~ -> й) = (5.8 ± 1.4 ± 1.3)%.

3) Вычислено отношение времён жизни заряженного и нейтрального В-мезонов:

тв+/тв о = 0.91 ± 0.27 ±0.21.

4) Исследована зависимость дифференциальной ширины распада от квадрата переданного импульса мезону. Эта зависимость построена в терминах функции Изгура-Вайза.

5) Вычислено значение элемента матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маска-ва:

| УсЬ | = 0.044 ±0.007 ±0.006,

хорошо согласующееся в пределах ошибок с результатами предшествующих измерений.

В заключении подводится итог проделанной работы. Представлены основные результаты и полученные в работе выводы.

Ссылки

[1] AGRUS Collab., Н. Albrecht et al. Study of the decay B~ -> D*4~v. Phys.Lett. B318 (1991) 397

[2] M. Voloshin, M. Shifman, On annihilation of mesons built from heavy and light quarks and B°B°-oscilations. Sov.J.Nucl.Phys. 45 (1987) 292

On production of D and D* mesons in B meson decays. Sov.J.Nucl.Phys. 47 (1988) 511

[3] M. Wirbel, B. Stech, and M. Bauer, Exclusive semileptonic decays of heavy mesons. Z.Phys. C29 (1985) 637

[4] J. Körner and G. A. Schüler, Exclusive semi-leptonic decays of bottom mesons in the spectator quark model. Z.Phys. C38 (1988) 511

[5] N. Isgur, D. Scora, B. Grinstein, and M. Wise, Semileptonic B and D decays in the quark model. Phys.Rev. D39 (1989) 799

[6] ARGUS Collab., H. Albrecht et al. Observation of the decay B ->■ D*+i~v. Z.Phys. C52 (1991) 353

[7] ARGUS Collab., H. Albrecht et al. ARGUS: A universal detector at DORIS II. Nucl.Instr.Meth. A275 (1989) 1

Подписано к печати 05.09.96 Формат 60x90 I/I6 Офсетн.печ. Усл.-печ.лЛ,75. Тираж 100 экз. Заказ 435.

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