Измерение массы t-кварка, разработка и применение методики регистрации вторичной вершины в исследованиях по физике с, b-кварков на установке CDF2 тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

¡¡¡1111111111111 —— "В "—

ОБЪЕДИНЕННЫЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНЫХ ИССЛЕДОВАНИЙ

1-2007-15 На правах рукописи УДК 539.12+ 539.1.07

ГЛАГОЛЕВ

Владимир Викторович

1^

ИЗМЕРЕНИЕ МАССЫ МСВАРКА, РАЗРАБОТКА И ПРИМЕНЕНИЕ МЕТОДИКИ РЕГИСТРАЦИИ ВТОРИЧНОЙ ВЕРШИНЫ В ИССЛЕДОВАНИЯХ ПО ФИЗИКЕ с-, Ь-КВАРКОВ НА УСТАНОВКЕ СВ¥2

Специальность: 01.04.16 — физика атомного ядра и элементарных частиц

Автореферат диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Дубна 2007

003054033

Работа выполнена в Лаборатории ядерных проблем им. В.П.Джелепова Объединенного института ядерных исследований.

Официальные оппоненты: доктор физико-математических наук

В.А.Бедняков (ОИЯИ), Дубна

доктор физико-математических наук А.А.Ростовцев (ИТЭФ), Москва

доктор физико-математических наук А.К.Поносов (МИФИ), Москва

Ведущее научно-

исследовательское Научно-исследовательский институт

учреждение: ядерной физики (НИИЯФ) МГУ, Москва

Защита диссертации состоится "_" "__" 2007 г.

в _ часов на заседании диссертационного совета Д 720.001.03 в

Объединенном институте ядерных исследований, г. Дубна Московской области.

Автореферат разослан " ^ " _" 2007 г.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Объединенного института ядерных исследований.

Ученый секретарь диссертационного совета доктор физ.-мат. наук, профессор

Ю.А.Батусов

ОБЩАЯ ХАРАКТЕРИСТИКА РАБОТЫ

Актуальность темы

Одними из главных направлений современных исследований в пучках частиц высоких энергий и, в частности, на ТЭВАТРОНЕ являются:

• Изучение свойств топ-кварка - измерения массы, сечения рождения, поляризации. Топ-кварк - наиболее массивный из известных фундаментальных частиц и детальное изучение его свойств углубляет понимание механизма получения частицами масс и массовой иерархии фундаментальных частиц.

• Высокоточные измерения массы W-бозона и массы топ-кварка для ограничения допустимой области масс Хиггс-бозона, вычисляемой через радиационные поправки к массе W-бозона.

• Изучение распадов В-мезонов: измерение параметров осцилляции B°-B°s мезонов, времен жизни и масс b/с адронов, параметров СР-нарушающих процессов и др.

• Поиск явлений и частиц за рамками Стандартной Модели: суперсимметричных частиц, Хиггсовских бозонов и др.

Исследования по указанным актуальным направлениям современной физики высоких энергий включены в программу эксперимента CDF.

Эксперимент CDF стартовал в 1988 году; в 1996 году в связи с реконструкцией и ростом светимости ТЕВАТРОНА предпринята значительная модернизация большинства подсистем установки и, в частности, при активном участии ОИЯИ создан новый тип триггера на вторичную Bepiimny(Silicon Vertex Trigger - SVT) на основе вершинного кремниевого детектора. Также значительно дополнена и усовершенствована система сцинтилляционных счетчиков мюонного триггера.

Диссертация посвящена:

• измерению массы топ-кварка в так называемой дилептонной моде

• разработке и применению триггера на вторичную вершину в исследованиях по физике тяжелых кварков

Во втором сеансе Тэватрона, начавшемся в 2001 г., CDF накопил интегральную светимость, в несколько раз превышающую набранную в 1-м сеансе. Увеличение энергии ТЭВАТРОНА и аксептанса установки CDF также способствовали увеличению числа набранных событий с распадами t-кварков и более точному изучению характеристик t-кварков. Таким образом, осуществлен переход

от "штучного" изучения этих кварков к статистически обеспеченным экспериментам, открывший новое направление - физику топ-кварков.

Масса t-кварка, как и остальных кварков, не предсказывается теорией, являясь параметром стандартной модели, который должен быть определен экспериментально^] .

Измерения в 1-ом сеансе ТЭВАТРОНА определили массу топ-кварка 178.0 ± 4.3 GeV/c2[b], что примерно в 40 раз тяжелее массы b-кварка. Такая большая масса, близкая к величине нарушения электрослабой симметрии v = (\/2Gf)_1/'2 — 246 GeV, наводит на мысль, что топ-кварк может играть особую роль в процессе нарушения электрослабой симметрии[с]. Большой вклад тяжелого топ-кварка через петлевые поправки в параметры электрослабого взаимодействия обеспечивает мощный тест стандартной модели. В частности, точное измерение массы топ-кварка наряду с точным измерением массы W-бозона накладывают жесткие ограничения на массу Хиггс-бозона.

Суммированные в данной работе измерения массы топ-кварка в дилептонной моде на данных установки CDFII на статистике 340 pb~l получены с помощью так называемого PHI метода (Neutrino Phi Weighting Method)- с привлечением дополнительных предположений об азимутальных углах ф нейтрино [1],[2], [4],[5]. Этот результат отмечен как важное достижение в выпуске " Fermilab Today" от 28 июля 2005 г.

Развитие технологии создания микро-стриповых детекторов и сопутствующей электроники открыло уникальные возможности их использования в физике высоких энергий и прежде всего для создания ранее недоступных триггеров. Точность кремниевого детектора позволяет измерять прицельный параметр трека (d) с погрешностью ~ ЗО/im и выделить треки от В-адрона. На адронных коллайдерах сечение рождения легких кварков превосходят сечения рождения b-кварков на несколько порядков. Таким образом, возможность измерять прицельные параметры треков (d) на триггерном уровне с высокой точностью открывает новое направление для экспериментов на адронных коллайдерах - прецизионное исследование процессов с образованием В-адронов.

Обычные триггеры на адронных коллайдерах для изучения физики тяжелых кварков (Ь, с) - это димюонный триггер для J/ip и. триггер для полулептонных

[a] A Olchevski, "Precision Tests of The Standard Model", Electroweak Review writeup, Europhysics Conference on High Energy Physics, Brussels,1995

[b] CDF and DO Collaborations, and the Tevatron Electroweak Working Group arXiv hep-ex/0404010

[°] M Hashimoto, M Tanabashi and K. Yamawaki, "Top mode standard model with extra dimensions". Phys. Rev. D 64, 056003 (2001);

6-распадов. Создание SVT открыло новый тип триггера для набора полностью адронных мод распадов и расширило возможности полулептонного триггера

Благодаря применению SVT триггера на CDF II стало возможным измерение частоты осциллядий B°-Bs. Измерения проведены на статистике 1 fb"1 на наборах из 3,600 полностью восстановленных адронных распадов Bs и 37,000 частично реконструированных полулептонных распадов Bs. С помощью тигге-ра на вторичную вершину впервые измерено значение параметра осцилляций B°-~lfs мезонов Дт3 = 17.31 tg^ (stat.) ±0.07 (syst.)ps-1 [6]

Цель работы

Целью данной диссертационной работы является измерение массы топ-кварка в дилептонной моде распада на данных установки CDF с помощью так называемого PHI метода.

Второй важной задачей данной диссертационной работы является проведение разработок в рамках комплексной программы создания уникального нового триггера на вторичную вершину для адронного коллайдера и применение данного триггера для изучения физики тяжелых кварков. В частности, для измерения параметра смешивания B°-Bs мезонов, измерения сечения прямого рождения D-мезонов, уточнения масс Д,, Ль, уточнения разницы масс D+ — D+, измерения времени жизни Ль и наблюдения В° —> фф распада.

Научная новизна работы

Выполнено одно из наиболее точных независимых измерений массы t-кварка в "дилептонном " канале распада на статистике 340 pb~l [2] с помощью развитого в диссертации так называемого PHI метода.

Впервые в практике исследования на адронных коллайдерах разработан, создан и успешно применен триггер на вторичную вершину взаимодействия. Данный триггер позволил впервые измерить значение параметра Ат3 осцилляций B°-Bs мезонов и получить важные новые данные принципиального значения в области физики с,Ь-кварков.

Представленные в диссертации результаты по своей научной проблематике принадлежат к числу актуальных разделов физики высоких энергий и, по содержательности, относятся к достижениям принципиального научного значения, востребованным современной теорией.

Научно-практическая значимость работы

В рамках диссертационной работы развит и апробирован метод измерения массы t-кварка в дилептонной моде (так называемый PHI метод) и измерена масса этого кварка по данным установки CDF (ФЕРМИЛАБ) на статистике 340 pb~1 Это измерение позволило установить согласие величин масс t-кварков, полученных в одно-лептонной и двухлептонной модах распада и учтено в итоговой величине массы t-кварка, полученной CDF коллаборацией.

Изложенная в диссертации концепция и методика обработки и анализа редких процессов в больших информационных потоках найдет применение в экспериментах нового поколения на LHC.

Созданный при участии диссертанта триггер на вторичную вершину открыл принципиально новые возможности в экспериментах на адронных коллайдерах. Он позволяет проводить полномасштабную программу исследований по физике Ь, с-кварков, т.к эффективно подавляет К.Х.Д. фон. В частности, применение данного триггера на коллайдере в ФЕРМИЛАБ позволило впервые в современной физике измерить значение параметра осцилляций B®-~B°S мезонов.

Основные результаты, выносимые на защиту:

1. Измерение массы t-кварка в дилептонной моде распада на статистике 340 pb~1 с помощью развитого нами так называемого PHI метода: Mt0p = 169.7 ig® (stat.) ±4.0 (syst.) GeV/c2. Результат принадлежит к числу наиболее точных независимых измерений массы t-кварка в "дилеп-тонном" канале и вошел в сборник PDG (Particle Data Group, 2006 г.).

2. Предложение, оптимизация и применение на CDFII метода измерения массы t-кварка в дилептонной моде распада с реконструкцией событий при помощи сканирования матрицы азимутальных углов разлета двух нейтрино. Апробация метода на смоделированных событиях.

3 Оценка максимальной чувствительности к измерению параметра смешивания B°-Bs-мезонов Д(ms) на данных 1-го сеанса CDF: Amssens=6.8 ps"1 на 95% уровне достоверности.

4. Применение SVT-триггера для впервые осуществленного измерения параметра смешивания В°-В3-мезонов на статистике 1 fb-1 Ат$ = 17.31 ΰi8 (stat.) ±0.07 (syst.) ps"1. Величина Дт, соответствует ожиданиям стандартной модели.

Применение SVT триггера для обнаружения В°3 —> фф распада, первого измерения вероятности распада Аь —► Л+7г~; улучшения среднемиро-Bbix(PDG) данных по измерению масс В3, Аь и разницы масс £>+ — D+.

5. Разработка и создание, впервые на адронном коллайдере, совместно с коллегами, аппаратно-программного комплекса "триггер на прицельный параметр", что открыло возможность эффективно отбирать чисто адронные распады частиц с с,Ь-кварками благодаря подавлению фона с фактором ~1000.

6. Изучение с помощью программ моделирования и экспериментально характеристик нового "вершинного триггера".

Создание эффективной автоматической системы off-line контроля за основными параметрами вершинного триггера с определением координат области взаимодействия рр пучков.

Апробация работы

Основные результаты диссертационной работы представлены на международных конференциях и совещаниях: 4th International Conference on Large Scale Applications and Radiation Hardness of Semiconductor Detectors, Флоренция, Италия, 23-25 июня 1999; 5th International Conference on Position Sensitive Detectors (PSD 5), Лондон, Англия, 13-17 сентября 1999; 5th international conference on large scale applications and radiation hardness of semiconductor detectors, Флоренция, Италия, 4-6 июля 2001; 8th International Conference on Accelerator and Large Experimental Physics Control Systems (ICALEPCS 2001), San Jose, Калифорния, США, 27-30 ноября 2001, 7th International Conference on Advanced Technology and Particle Physics, Villa Olmo, Como, Италия, 15-19 октября 2001; 10th International Workshop on Vertex Detectors (Vertex 2001), Brunnen, Швейцария, 23-28 сентября 2001, 9th Pisa Meeting on Advanced Detectors, La Biodola, Isola d'Elba, Италия 25-31 мая 2003; ICFP05-International Conference on Flavour Physics 05, Jungli,Тайвань, 3-8 октября 2005; PANIC 05 - XVII Particles and Nuclei International Conference, Santa Fe, New Mexico 24-28 октября 2005; TOP 2006, International Workshop on Top Quark Physics, Coimbra, Португалия 12-15 января 2006.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах [1-19].

Объем и структура диссертации

Диссертационная работа изложена на 140 страницах, состоит из введения, четырех глав и заключения, содержит 46 рисунков, 10 таблиц и список цитируемой литературы из 96 наименований. Содержание диссертации

В первой главе приводится описание установки CDF[e] и ее основных элементов. На этой установке исследуется физика соударений на встречных протонных и антипротонных пучках, создаваемых с помощью ускорительного комплекса Тэватрон (ФЕРМИЛАБ), с общей энергией в системе центра масс(СЦМ) до 1.96 ТэВ.

Установка CDF, рисунок 1, является детектором общего назначения и спроектирована для изучения протон-антипротонных взаимодействий на ускорителе Тэватрон. Установка имеет цилиндрическую геометрию с осевой симметрией. Со времени ввода в эксплуатацию в 1992 г. установка CDF претерпела ряд суще-

[е] CDF II Collaboration, "Technical design report," FERMILAB-Pub-96/390-E, October 1996.

центральны фавфдви камер« алектромегннтный калориметр детектор координат ш ливня цнд афвнный калориметр ^в ммениые дрейфовые камеры

стальной абсорбер II''", ддтатщтщонм! мюоняыо П(ПНКЯ

SL (3 LAYERS) SVX I I (3 BARRELS} точка (ВО)

вэотсодвйствня

активный конвертор

Рис. 1: СБШ детектор. Показаны внутренний кремниевый микростриповый детек-тор(ЗУХП), центральная дрейфовая камера(СОТ), электромагнитный и адронный калориметры и мюонные дрейфовые камеры со сцинтилляционными счетчиками

ственных изменений. Так, например, увеличение числа банчей в пучке с 6 (RUN I) до 36 (RUN II) с одновременным уменьшением времени между ними с 3500 не (RUN I) до 396 не (RUN II) вызвало необходимость в ряде усовершенствований. В частности, применена быстрая техника сбора данных, новая триггерная система, детектирующие системы улучшены или заменены на более быстрые и эффективные. Установка CDF имеет высокоточную систему регистрации треков заряженных частиц, калориметрический комплекс высокой сегментации и систему регистрации и идентификации мюонов. Применяется магнитное поле с максимальной индукцией В=1.5 Т. Внутри соленоида, непосредственно вокруг вакуумной камеры, где происходят столкновения протон-антипротонных пучков, размещен кремниевый вершинный детектор. За кремниевым вершинным детектором расположена центральная газовая трековая система, которая вместе с кремниевым вершинным детектором образуют единую трековую систему.

За соленоидом расположена калориметрическая система, состоящая из от-

дельных электромагнитных и адронных калориметров. С ее помощью определяют энергии и координаты прохождения электронов, фотонов и адронных струй.

По периметру расположена мюонная система установки CDF II, которая состоит из сцинтилляционных счетчиков и дрейфовых камер.

Система сбора данных установки CDF способна принимать входящую информацию от детекторов с частотой до 7.6 МГц при 132 не интервалах между пересечениями банчей. Трехуровневая система триггеров позволяет отфильтровать поток событий и снизить конечную частоту записи на постоянный носитель (жесткие диски, носители на магнитных лентах) до 50 Гц.

Вторая глава посвящена описанию результатов разработки и применения триггера на вторичную вершину (SVT) в эксперименте CDF.

Отбор событий по признаку вторичной вершины эффективен для относительно долгоживущих В мезонов. Данный тип триггера позволяет эффективно изучать физику В и D-мезонов , а также отбирать события для изучения топ-кварков или поисков Хиггса.

Впервые в условиях адронного коллайдера триггер на вторичную вершину создан в CDF эксперименте. Это позволило провести уникальную программу изучения В и D мезонов.

Физическим обоснованием для применения SVT является способность выделить вершины распада В-мезонов путем отбора треков с большими прицельными параметрами. На CDF В мезоны имеют длину пробега порядка 500 /-¿m, а треки продуктов распада В мезонов обладают прицельными параметрами порядка 100 цт. Это используется, чтобы уменьшить инклюзивный рр фон, сечение которого превышает сечение рождения В мезонов приблизительно в 1000 раз. Моделирование показало, что при выделении в триггере прицельных параметров треков возможно использовать часть полосы пропускания триггера установки CDF и собрать существенную статистику различных видов чисто адронных В распадов, таких, как В —► тгтг и Bs —» Dstt, которые являются чрезвычайно интересными для изучения нарушения CP-четности и для Bs смешивания^].

Вершинный триггер (SVT) - новый процессор для реконструкции треков заряженных частиц на 2-м уровне триггера CDF. SVT получает координаты хитов, т.е. координаты пересечения треками заряженных частиц пластин вершинного кремниевого детектора(БУХ И) и параметры треков от быстрого триггера первого уровня (XFT), который восстанавливает треки в центральной дрейфовой камере(СОТ). SVT реконструирует треки в плоскости, поперечной к оси пучка [7]. Время выработки решения триггером 2-го уровеня приблизительно 20 fis. Столь малое время решения диктует для SVT параллельное выполнение

различных задач: восстановление координаты хита из распределения сигналов в соседних стрипах SVXII, распознавание дорожек треков и фитирование параметров треков с высокой точностью [8].

Типичный триггер на основе SVT требует наличия двух треков с Рт > 2 GeV/c? на 1-м уровне триггера от XFT с ожидаемой частотой ~30 кГц, которая понижается до —30 Гц при включении требования на прицельные параметры треков cii,d2l типично 100цт < |rfxI> < lmm.

SVT разбит на 12 идентичных секторов, работающих параллельно и независимо [7]-[18]. Эта архитектура получается из геометрии SVX II детектора, который разделен на 12 идентичных клиньев по азимутальному углу. SVX II также сегментирован по съему информации на 6 полу-баррелей в направлении вдоль оси пучка (рисунок 2). Первый уровень триггера - это pipeline си-

Рис 2. SVXII - Вершинный детектор установки CDF

стема с задержкой 5.5 /îs и нулевым мертвым временем. Время считывания 40000 каналов кремниевого детектора составляет примерно 3 /¿s, что делает невозможным использование этой информации на 1-м уровне триггера. С другой стороны, возможно использовать дрейфовую камеру (СОТ) на 1-м уровне триггера. Устройство, названное XFT(eXtremly Fast Tracker), разработано на базе СОТ для реконструкции 2-х мерных кандидатов в треки с импульсами более РТ > 1.5 GeV/c, с грубым восстановлением значений Рт и ф (азимутальный угол) XFT треки далее используются на втором уровне SVT триггером совместно с информацией от кремниевого детектора (SVXII) для точного восстановления параметров треков: Рт, d и ф. SVT треки далее передаются на

Блок-схема триггера установки CDF II

«W«*nr»U4TMmf

I CM- I I COT I I M»" I ГЩ

Hjl

r¥l

пппп ПП

I CAL I I TRACK I I MUON I

GLOBAL ^ „, _ _ LI

u

=F

jyi

. трековая система

— дрейфовая камера (СОТ)

— кремниевый (SVX jj & ISL)

детектор v

• 3-х уровневый триггер

— L1: 5.5 (J.S буфер

• XFT: L1 2D СОТ трек

— L2: "20 fis время решения

* 2 стадии по 10|1S

• SVT на первой стадии L2

— SVX П считывание

— поиск координат прохождения частиц

— распознавание образов треков

— определение параметров треков

Рис 3: блок-схема триггера установки CDF

рассмотрение главному логическому элементу триггера 2-го уровня (GLOBAL LEVEL 2, рисунок 3) для принятия решения по поводу наличия В-адронов в событии.

2-й уровень триггера установки CDF является 4-х буферной системой с полным временем работы порядка 20 /is, из которых около 10 fis занимает работа блока GLOBAL LEVEL 2. Таким образом, на работу SVT триггера остается немногим более 10 fis для обработки информации с кремниевого детектора и восстановление треков.

Для обеспечения высокой скорости и гибкости алгоритм работы SVT разделен на 2 стадии. Как показано на рисунке 4, распознавание образов треков выполняется ассоциативной памятью (AM), которая одновременно сравнивает след от данного трека с шаблонами во всех ячейках памяти [9]. Основные функциональные блоки SVT это: Hit Finders, Associative Memory system, Hit Buffer и Track Fitter [10]. Associative Memory system выполняет предварительное распознавание образов треков для последующей точной обработки только тех комбинаций координат от SVXII и треков СОТ, которые прошли предварительный отбор и являются хорошими кандидатами на треки.

Это выполняется сравнением поступающих данных с набором образов треков, записанных в ассоциативной памяти. Сравнение производится парал-

Блок-схема SVT триггера

• Распознавание образов треков и фитирование их параметров проводится раздельно и последовательно

Распознавание дорожек с помощью Ассоциативной Памяти (АМ) параллельный алгоритм с грубым разрешением для уменьшения размера АМ

лельным способом - т.е. одновременно со всеми образами треков из ассоциативной памяти, что выполняется специализированным электронным блоком (AMchip)[E].

Образ трека определен как комбинация 5-ти номеров суперстрипов (объединение из 4-6 соседних CTpnnoB,"SuperStrips",SS) с 5 различных слоев детектора, а именно: 4 номера суперстрипов соответствуют номерам суперстрипов вершинного детектора (SVXII), пересеченных треком заряженной частицы, а 5-й номер определен из функции, зависящей от кривизны и азимутального угла трека, восстановленного элементом триггера (XFT) для дрейфовой камеры (СОТ).

Результатом работы системы ассоциативной памяти (Associative Memory system) является список образов треков(дорожек) таких, где хотя бы одно совпадение номеров было найдено для каждого из 5 слоев. Для экономии памяти процесс распознавания образов треков выполняется с меньшим разрешением,

[g] S.R. Amendolia et al., "The AMchip: a Full-custom CMOS VLSI Associative Memory for Pattern Recognition", IEEE Trans. Nucl. Sci., vol. 39, pp. 795-797, 1992.

Быстрое фитирование параметров треков с помощью линейной аппроксимации. Используется максимальное разрешение кремниевого вершинного детектора.

Рис. 4- логика работы SVT триггера

чем это возможно из сегментации вершинного детектора. Каждая дорожка может содержать более одной координаты трека в различных слоях, что приводит к комбинаторному возрастанию кандидатов в треки. Число образов треков (дорожек) ограничено размером памяти AM и составляет 32768 для каждого сектора вершинного детектора, что определяет эффективность нахождения треков 95%

Возможно предположить, что можно сгенерировать и запомнить в AM все дорожки от реальных треков, пересекающих детектор. Однако, наличие конечного разрешения детектора ухудшает ситуацию: если любой измеренной координате хита разрешено флуктуировать в неограниченной области (в соответствии с распределением Гаусса), тогда, в принципе, любая комбинаця SS будет возможной дорожкой, с соответствующей вероятностью.

В принципе, увеличить эффективность AM можно, увеличив размеры SS Однако, больший размер SS приведет как к увеличению числа дорожек, найденных в каждом событии, так и к большей множественности кандидатов в треки внутри каждой дорожки. Оба этих фактора вызывают увеличение числа треков для последующего фитирования (Track Fitter) и, соответственно, времени работы SVT. Таким образом, необходимо найти компромисс между противоречивыми требованиями: высокой эффективности и малого вычислительного времени Улучшения в работе SVT могут быть достигнуты оптимизацией набора дорожек с целью достижения наибольшей эффективности при фиксированных размерах AM и времени работы Track Fitter.

Обычный способ заполнения AM банка - это генерирование треков с соответствующими параметрами и заполнение AM банка дорожками, полученными на этих треках в порядке их поступления. Однако, согласно предыдущему обсуждению, мы сгенерировали число дорожек во много раз превышающее размер банка AM. Далее, упорядочили их в соответствии с геометрическим аксептан-сом а, и заполнили банк максимально эффективными дорожками [16].

Дальнейшее увеличение эффективности банка AM получено нами оптимизацией формы дорожек при сохранении их объема (определяемого через произведение SS разных слоев детектора) для повышения геометрического аксептанса дорожкек. Для SVT в соответствии с TDR(Technical Design Report) [е] заданы размеры SS по слоям 5 = 250/im, 250цт, 250цт, 250цт, 50mrad, а полученные нами оптимальные размеры составляют: <5 = 364/um, 249цт, 249firn, 364 цт, 23.7mrad.

Применение оптимизированного набора дорожек привело к увеличению эффективности банка AM (32768 дорожек) с 93 % до 97 %, что показано на рисунке 5.

SVT триггер впервые был применен в октябре 2000 в тестовом сеансе на CDFII . Второй сеанс на ТЭВАТРОНЕ с применением SVT начался весной 2001.

Рис. 5: Увеличение геометрической эффективности банка АМ за счет оптимизации формы и упорядочения дорожек

SVT может функционировать в режиме использования информации только с кремниевого вершинного детектора (SVXII) - "silicon only". При этом не используются данные с триггерного процессора (XFT) дрейфовой камеры. По сравнению со стандартной конфигурацией "silicon only" конфигурация является менее точной из-за увеличения комбинаторного фона и худшего разрешения. В частности, определено, что разрешение по прицельному параметру составляет ~ 50 цт и разрешение Рт плохое, т.к. слои вершинного детектора SVXII расположены очень близко к вершине (между 2.5 и 8.7 см). Режим работы "silicon only" был полезен нам на начальной стадии запуска SVT триггера. В частности, была проверена способность SVT находить треки заряженных частиц [17].

При работе в стандартной конфигурации SVT использует как хиты с SVXII, так и данные с XFT.

Для правильного функционирования триггера необходимо учитывать поправку прицельного параметра, вызванную смещением оси пучка. На рисунке 6

показан график й-ф корреляций для кандидатов треков, которые имеют х2 < Ю, перед выполнением поправок (а) и после применения поправок (Ь). Области без точек в районе ф = 2.2 и ф = 4.2 связаны с отсутствием секторов БУХН. Координаты центра оси пучка, определенные в поперечной плоскости, составляют Хо = 0.0995 см и 1/о = —0.3895 см, с точностью ~ 3 /Ш1 как в направлении х так и у. В дополнение к наклону оси пучка установлены еще два основных ис-

06

н

о

04

ч>

1 02

«3 0

С 1 ■0 2

■04

■06

04

1= 03

о

1. & 02

^ Е 01

2 сз 0

а. ■01

8-0 2

Д. ■0 3

■04

■05

1 ' 1 Ч 1 1 1 Ч 1 1 1 Ч 1 1 1 Ч 1 1 1 Ч 1 1 1 -<а> ^«Ц : \

Г - 4 ЧЩ.Ч*' ............... ■ ■ • ..........

3 4 5 6 7 АгмыИа! ап%1е (гаЖапх)

:' 1 1 Ч 1 1 1 Ч 1 1 ' \(Ъ) 1 ' ' ' Ч 1 1 1 Ч 1 1 1 Ч 1 1 1 Ч ' ' 1

... .!....<.. . »*•».««*» |»К|Г| «ЦТ"— . 1 — 1------1 — 1 — 1 —;

3 4 5 6 7 АатшИа! ап$1е (гасЬат)

Рис. 6. Распределение по прицельным параметрам в зависимости от азимутального угла для кандидатов в треки с х2 < Ю для стандартной ЭУТ конфигурации, (а) . перед поправкой на на сдвиг пучка, (Ь) . после поправки на сдвиг пучка

точника вклада в разрешение по прицельному параметру треков. Один из них - относительная неточность в координатном положении клиньев БУХН детектора. Эта неточность приводит к тому, что различные клинья БУХИ "видят" пучок в различных местах. Этот эффект компенсируется тем, что определение положения оси пучка и соответствующие поправки для прицельного параметра производятся независимо для каждого клина.

Другой значительный эффект - так называемая нелинейность, которая возникает при линейной аппроксимации для восстановления параметров треков.

После коррекций на обсужденные выше эффекты нами получено распределение по прицельным параметрам треков, которое имело форму Гаусса с

а = 48/im [16]. Это распределение происходит из свертки разрешения SVT по прицельным параметрам треков с плотностью распределения взаимодействий поперек оси пучка (профилем пучка). На рисунке 7 показано такое распределение для данных, набранных на CDF в октябре 2001. При использовании

too 7оо 600 500 400

зоо 200 100

%!25 -01 40754054 025 О 0025 0 05 0 075 0 1 0 125 Impact parameter (cm)

Рис. 7. Распределение по прицельным параметрам треков для данных, набранных в октябре 2001, для кандидатов в треки с х2 < Ю и Рт > 2 GeV/c, после поправок на положение пучка, относительное расположение клиньев SVXII и нелинейность. При фитировании распределением Гаусса получено значение а = 48 цт.

поднабора событий, в которых присутствует два трека, возможно определить истинный поперечный размер пучка (&в) без влияния эффекта разрешения по прицельному параметру треков. Ковариация прицельных параметров двух треков пропорциональна косинусу разности их азимутальных углов, Аф\

0did2 = (di ■ d2) = ■ cos Аф (1)

при предположении, что эти два трека произошли от одной вершины и ошибки измерения dj и ¿2 не скоррелированы.

Так как полученное значение а = 48/лп распределения по прицельным параметрам (рисунок 7) является сверткой поперечного размера пучка (ав = 33 /im) и разрешения по прицельному параметру аполучаем Od — 35 цт, что является проектным разрешением SVT. Таким образом, после учета поперечного

размера пучка и внесения необходимых поправок, нами достигнуто проектное разрешение SVT.

Весьма эффективная система off-line мониторирования SVT, описанная в диссертации, была создана нами в 2002-2003 г.г. Система контролирует основные рабочие параметры SVT ежедневно. Комплекс программ автоматически стартует каждую ночь и обрабатывает все новые данные, поступившие в контрольную директорию на диске, за последние 24 часа. Создаются и анализируются массивы основных величин (Ntuples) для каждого отдельного набора данных Далее создаются графики и текстовый файл, которые записываются в специальную директорию. Текстовый файл содержит следущие данные:

• Число D0, восстановленных в канале распада Kir.

• Интегральную светимость набора данных и сечение рождения D0.

• Положение оси пучка.

• Средняя эффективность работы SVT.

• Число сбоев в работе SVT (находится из сравнения с программой моделирования работы SVT).

Этот файл автоматически рассылается членам SVT-группы по окончании работы программы off-line мониторинга. Файлы с основными графиками копируются в специальную директорию и становятся доступными для просмотра с web страницы SVT. Если один из основных параметров SVT (положение оси пучка, эффективность SVT, доля сбоев SVT) вышел за пределы установленных границ, то дополнительные e-mails с предупреждениями рассылаются всем членам SVT группы.

Созданная система мониторирования показала высокую стабильность работы в автономном режиме, принята коллаборацией и помогает оперативно находить и устранять различные проблемы в работе SVT.

Наряду с созданием комплекса программ по off-line мониторированию нами был внесен существенный вклад в развитие on-line мониторирования SVT. В частности, были развиты:

1. Программа on-line контроля Objectmon для наблюдения во время набора данных на установке CDF за различными объектами "высокого уровня" - струями в калориметре, недостающей поперечной энергией, J/тр и т.д. Программа была развита включением нового, ранее отсутствующего, модуля для контроля за инвариантной массой и сечением рождения D0, восстановленного на SVT треках. Пример слайда с дисплея комнаты контроля за набором данных на установке CDF приведен на рисунке 8.

2 Программа on-line контроля TrigMon для наблюдения во время набора данных на установке CDF за различными объектами "низкого уровня". Введен, вычисляется и отображается статус текущего состояния SVT на мониторе для дежурных операторов установки CDF И.

Рис. 8: Инвариантная масса Dвосстановленного на SVT треках. Пример слайда с дисплея комнаты контроля за набором данных на установке CDF.

В результате произведен запуск триггера нового типа (SVT), исследованы его характеристики и создан комплекс программ мониторирования и оперативного контроля SVT.

В третьей главе рассмотрены физические результаты, достигнутые благодаря применению SVT триггера.

Оценка чувствительности к измерению параметра смешивания °° на данных первого сеанса [19] установки CDF стимулировала разработку аппаратно-программного комплекса "вершинный триггер" (описанного во 2 главе диссертации), сделавшего возможным набор чисто адронных мод распада Ва мезонов, что и позволило, в итоге, достичь основного результата: измерить Дт, во втором сеансе CDF.

SVT впервые открыл новый тип триггера для чисто адронных распадов и расширил возможности полулептонного триггера:

1. Полулептонный триггер. Обычный триггер на адронных коллайдерах для изучения физики тяжелых кварков (Ь, с) - это димюонный триггер

для и триггер для полулептоиных Ь распадов. Модернизированный полулептонный триггер выделяет события с лептоном р( > АСеУ/с и смещенным треком - треком с прицельным параметром 100дтп < с10 < \тт с > 2Се1//с. Реализация ранее недостижимого требования на смещенный трек позволила снизить порог на р4 лептона и увеличить выход нужных событий примерно в 5 раз.

2. Чисто адронный триггер сделал возможным отбор событий с по-крайней мере двумя смещенными треками противоположного заряда с поперечным импульсом р( > 2веУ/с каждый и > 5.5(ЗеУ/с .

в —О

Осцилляции В мезонов (Ьд, где д = й, в для Вл, Вв) вызваны слабыми взаимодействиями, меняющими аромат.

Плотность вероятности Р+ (Р_) для Вд мезона, рожденного во время £ = 0, распасться как (В°) в момент времени I дается соотношением

р±(£) = [1 ± А соз(Дт^)] (2)

где Дтч - разница масс между двумя массовыми состояниями В°н и а

Г, - ширина распада, которая предполагается одинаковой для этих массовых состояний. Массовое различие Дт^ и Дт$ может быть использовано для определения фундаментальных параметров \Vtdl и матрицы ККМ['], которые связывают собственные состояния масс кварков с собственными состояниями ароматов кварков. Измерение Ат3, объединенное с Дш^ = 0.505 ± 0.005 рз_1р] поможет определить отношение со значительно меньшей теоретической

неопределенностью, что даст серьезный вклад в проверку унитарности матрицы ККМ.

Для оценок использован метод амплитудного фитирования[к], который позволяет объединять результаты по смешиванию, полученные с помощью различных экспериментов. В этом методе амплитуда А осцилляций В° измеряется для каждого фиксированного значения Ат, при помощи метода наибольшего правдоподобия, основанного на функции (2).

[h] C Gay, Annu. Rev Nucl. Part Sci. 50, 577 (2000).

[■] M. Kobayashi and T. Maskawa, Prog. Theor. Phys. 49, 652 (1973).

[J] S Eidelman et al., Phys. Lett. B 592, 1 (2004) and 2005 partial update for the 2006 edition

available on the PDG WWW pages [k] H.-G. Moser and A. Roussarie, "Mathematical methods for B°B° oscillation analyses", Nucl Instr. and Methods A384 (1997) 491

Здесь знак минус при амплитуде соответствует вероятности наблюдения смешанных событий, а знак плюс описывает несмешанные события. С большой точностью можно считать статистическую неопределенность А распределенной по закону Гаусса[']:

= -П7---

yJ%f3(l-2ri)D(Am3,al,ap)

где N и /а - число кандидатов и доля сигнала в рассматриваемом наборе, т] -вероятность ошибочного мечения и D(Am3,ai,ap) - фактор подавления из-за конечного разрешения измерения времени жизни.

Для определения разрешения на измерение времени жизни использовалась

параметризация: _

a(cr) = + (4)

где аI - разрешение для длины пробега и сгр - ошибка при восстановлении импульса В°. Фактор подавления может быть записан в виде:

0-2 Дт2

D(Am3, en, сгр) = ехр(—' s)r{ap, Am,). (5)

Первый член этого выражения определяет ошибку в реконструкции длины пробега, а второй - погрешность при преобразованиях Лоренца. Согласно преобра-зованиям[']:

r(ap, Am3) « y/^Yexp(Y2)ERFC(Y), (6)

°° 2

с Y = арЛт, и ERFC{Y) = f е~' dt. Точное измерение параметров т], ui и сгр важно для анализа смешивания.

Так как амплитуда А(Дтп3) имеет нормированное распределение Брейта-Вигнера то, следовательно, А=1 при Атп3 = Дт'г"е и А=0, если Ат3 удалено от его правильного значения. Следовательно, процедура поиска Ат3 сводится к измерению амплитуды А(Ат3) и ее ошибки ста {Ат3) при каждом значении Ат3 Величина Ат3 может быть исключена при 95% уровне достоверности если (А+1.645ста) <1- Нижний предел на значение Ат3 определяется, как наибольшее значение, ниже которого все величины Ат3 исключены. Если Дт'ш имеет очень большое значение (т.е. А=0), то ожидается, что все величины Ат3, такие, что 1.645<та(Д"Ь) <1, будут исключены на 95% C.L. Из-за разрешения, зависящего от времени, величина ox(Ams) является возрастающей функцией от Ат3 и следовательно, возможно исключить значения Ат3 до Am3ens, где Amssens, называемая чувствительностью анализа, определена как 1.645сгд(Дш®еп,!)=1.

['] ALEPH collaboration,"Combined limit on the B° oscillation frequency", ICHEP96-PA08-020 (1996)

Различные измерения А, выполненные при данном значении Дт5, можно легко усреднить. Так, для п независимых измерений средняя амплитуда бу-дет[к]:

с суммарной ошибкой:

а(А) = (а(А)? + а(Л)2"2 + ... + (8)

Соотношение (8) используем для вычисления комбинированного предела оценки чувствительности Дт3.

Параметры каналов, использованные для наших оценок: К- число событий для набора В°, чистота набора В°, Т]- вероятность неправильного мечения, сI и <7Р- разрешения - представлены в таблице I.

Канал Набор данных N fs V <Тр

В° фХ1и дилептонный 3132 0.21 0.25 60 0.14

Г>+ фж+ инклюзивный лептонный 395 0.64 0.40 70 0.12

£>+ — К*°К+ инклюзивный лептонный 277 0.65 0.40 70 0 12

дилептонный 128 0 61 0.25 60 0.14

^ К°К+ инклюзивный лептонный 59 0.69 0 40 70 0.12

дилептонный 30 0.61 0 25 60 0.14

фц~V дилептонный 610 0.34 0.40 70 0.12

Б+ К+тт+тг- инклюзивный лептонный 110 0.65 0.40 70 0.12

дилептонный 51 0 61 0.25 60 0.14

/О(980)тг+ инклюзивный лептонный 132 0.64 0.40 70 0.12

дилептонный 61 0.61 0.25 60 0.14

—♦ фж+ж+тт~ инклюзивный лептонный 198 0.64 0.40 70 0.12

Таблица I. Параметры каналов распада, рассмотренных для оценки чувствительности параметра Дгп3 [19]

После объединения результатов всех рассмотренных каналов распада для инклюзивного лептонного и дилептонных триггеров оценена чувствительность к измерениям Дтп3 равная 6.2 ре-1 при 95% уровне достоверности. Этот результат может быть улучшен с применением техники мечения по заряду струи в инклюзивном лептонном наборе, что снизит вероятность неправильного мечения до

< 4

3.5 3 2.5 2 1.5 1

05

°0 1 23456789 10 Дт (ps"')

Рис 9: Улучшений объединенный результат по чувствительности (1.645crA(AjTi®ens)) для всех каналов при вероятности ошибочного мечения ?7=0.3 для инклюзивного леп-тонного триггерного набора

77=0.3 и приведет к чувствительности Amssms=6.8 ps~l при 95% уровне достоверности (рисунок 9). Итак: чувствительность к измерению параметра смешивания Ams получена для комбинации данных от различных каналов распада В° на CDF. Мы рассмотрели различные каналы для дилептонного и инклюзивного лептонного триггерных наборов. В результате получена оценка максимальной чувствительности, доступной на данных. 1-го сеанса CDF Дт®епз=6.8 ps-1 на 95% уровне достоверности.

Благодаря применению SVT триггера на CDF II достигнута статистика, доп —0

статочная для измерения частоты осцилляций B"-Bs. Измерения проведены на статистике 1 fb-1 на наборах из 3,600 полностью восстановленных адронных распадов Ва и 37,000 частично реконструированных полулептонных распадов Bs [6]

В-адроны отобраны с помощью триггерной системы, которая восстанавливает треки заряженных частиц и отслеживает .В-мезоны с большими пробегами. Основной компонент триггерной системы, позволивший провести данные измерения - это комплекс "SVT триггер", который отбирает события, содержащие —> Df тг~ и £И"7г-7г+7г- распады.

Для реконструкции кандидатов В3 сначала отбирались события £>+ —> фтг+,К*(892)°К+, и 7Г+7Г--7Г+, с ф -> К+К~ и КК+тг~; при этом требовали, чтобы ф и К*0 кандидаты соответствовали известным массам и ширинам этих двух резонансов. Df кандидаты объединялись с одной или тремя дополнительными заряженными частицами для образования Df£~, Dfir~ и

£)+7г_7г+7г~ кандидатов. С помощью Df и других продктов распада В3 определялась общая вершина рождения в трехмерном пространстве. Для конечного состояния К*(892)°К+ были удалены кандидаты, совместимые с гипотезой распада D+ —» К~7Г+7Г+.

Аромат В$ во время рождения определяется двумя способами: определение аромата 5S с помощью измерения заряда сопутствующих каонов (same-side tag); измерение заряда лептона от полулептонного распада второго b адрона, рожденного в столкновении (opposite-side tag).

Эффективности применения этих способов мечения Q = eD2 описываются посредством эффективности е - доли сигнальных событий с присвоенной меткой и "разбавления" (dilution) V = 1 — 2w - где w - вероятность того, что метка ошибочна

Процедура максимального правдоподобия была использована для поиска Ва осцилляций. Функция наибольшего правдоподобия включает в качестве параметров массу, время жизни, разрешение по времени жизни и информацию о метке для каждого кандидата, а также содержит члены для сигнала и разных типов фона. Фитирование производится в три этапа. Во-первых, выполняется совместный фит для массы и времени жизни, для отделения сигнала от фона и для определения массы и временных характеристик распадов. Совместный фит для массы В3 и ширины распада для адронного набора событий и ширины распада для полулептонного набора показал значения, совместимые с данными PDG[J]. Далее, асимметрии в определении ароматов измеряются для различных компонент фона На последнем этапе проводится фитирование для определения параметров В° — Bs осцилляций; масса, временные характеристики распадов и фоновые асимметрии фиксируются со значениями, определенными на предыдущих этапах фитирования. Сигнальные функции плотности вероятности (ФПВ) записываются в общем виде [6]:

e{U) J Це~т'1' [1 ± AV% cos(Дт/)] Q{U - t', atx) dt'

где Vt - dilution для г-го кандидата, a t„ att, Q и e(i) были определены ранее. В соответствии с методом [к], отфитирована амплитуда осцилляций А в зависимости от значения Дт,. При правильном учете значений (Dt,at,) предполагается, что амплитуда осцилляций совместима с А = 1 при значении Ams, соответствующем истинной частоте осцилляций, и амплитуда осцилляций соответствует А = 0 при значениях Дт„ удаленных от истинной частоты осцилляций. На рисунке 10 (вверху) показано значение отфитированной амплитуды в зависимости от частоты осцилляций. Чувствительность измерения определена макси-

Рис 10: (Вверху) Измеренные значения амплитуды и ошибки в зависимости от B®-Bs частоты осцилляций Ams. При значении частоты 17.3 ps-1 амплитуда соответствует единичному значению и отлична от нуля на 3.7 стандартных отклонений. Полосы, показанные светло серым и темно серым соответствуют одностороннему 95% уровню достоверности для статистических ошибок и для полных ошибок (статистических + систематических) соответственно.

(Внизу) Логарифм отношения функций наибольшего правдоподобия для амплитуды, равной нулю и амплитуды, равной единице, Л = log/ Сл=1{Ат3)], в зависимости от частоты осцилляций. Наиболее глубокий минимум соответствует Ат3 = 17.3 ps-1, где значение Л = —6.75. Штрихованная горизонтальная линия указывает значение Л, которое соответствует вероятности в 1% для случая данных, меченных случайным образом

мальным значением Ams, где Л = 1 исключена на 95% уровне достоверности для случая, если бы измеренное значение Л равнялось нулю. Чувствительность CDF II составляет 25.8 ps-1 и превышает объединенную чувствительность всех предыдущих экспериментовр]. При значении Ат3 = 17.3 ps-1, наблюдаемая амплитуда составляет Л = 1.03 ± 0.28(stat.), что совместимо с единицей и указывает на наличие осцилляций B°-Tfa на этой частоте. А для амплитуды имеем

А/од = 3.7, где <тд - ошибка измерения А. Отрицательные значения амплитуд, измеренные при частотах, немного выше и немного ниже пиковой, вызваны ограниченной областью измерения пробегов Ва, которая определяется триггер-ными условиями и критериями отбора событий. Систематическая ошибка А вызвана неопределенностями для измерений а1г и Т>г. Так как влияние этих неопределенностей на А и сгд скоррелировано, то отношение А/сгл имеет пре-небрежимую систематическую ошибку.

В итоге проведено первое измерение Ат3. Точность этого измерения лучше 2%. Величина Дт3 соответствует ожиданиям стандартной модели[с] и находится в пределах предсказанных границ. Измерение Ат3 позволило определить с наивысшей точностью и может быть использовано для уточнения параметров унитарности ККМ матрицы и для теоретических спекуляций, вовлекающих новую физику.

Далее в третьей главе рассмотрены другие важные результаты, полученные с помощью БУТ триггера[т], в частности, впервые наблюден —> фф распад, впервые измерена вероятность распада Аь —> Л+7г~

о " в-~]+) = 2-2 ± 0-4 {ВЫЛ) ± О.З(^) (9)

Улучшены среднемировые(РБС) данные по измерению масс В3,Аь (рисунок 11) и разницы масс £>+ - £>+: т(£>±) - т(£)±) = 99.41 ± 0.38(в^а() ± 0.21 (ву^МеУ/с2.

частица измерения CDFII (MeV/c2) PDG 2002масса (MeV/c2)

В+ 5279.32 ± 0M(stat) ± 0.94(syst) 5279.0 ± 0.5

В0 5280.30 ± 0.92(sfai) ± 0.96(sj/at) 5279.4 ± 0.5

В° 5365.50 ± 1.29(sfaf) ± 0.94(sj/st) 5369.6 ± 2.4

Ль 5620.4 ± 1.6(sta£) ± 1.2(syst) 5624 ± 9

Рис. 11: Измерения масс Ь- адронов на CDFII

[m] M.Bishai, for the CDF II collaboration, "Beauty and charm physics at CDF Run II "Eur Phys J C 34, sOl, s347-s357 (2004)

Четвертая глава посвящена измерению массы топ-кварка в дилептонной моде распада на установке CDF.

На ТЭВАТРОНЕ во 2-м сеансе при энергии y/s = 1.96 ТэВ рр-столкновений топ-кварки рождаются парами tt, главным образом, через qq аннигиляцию

85%) и глюон-глюонное слияние Из-за большой ширины распада и соответственно короткого времени жизни 4 х Ю-25 s), топ-кварк распадается перед адронизацией; таким образом, "свободный кварк"может быть изучен без усложнения от низкоэнергетичных эффектов КХД.

По стандартной модели топ-кварк распадается в основном на W-бозон и Ь-кварк; b-кварк адронизуется в струю частиц, a W распадается либо на qq, либо на лептон-нейтринную пару. Таким образом, распад И^-бозонов определяет характеристики íí-события и стратегию отбора событий.

Дилептонная мода распада определяется случаем, когда оба W распадаются на лептоны : tt —> b£~~ügbí'+v'e. Хотя эта "dilepton" мода составляет всего ~5% от tt событий (не считая распады на тау-лептоны), измерения массы топ-кварка в этой моде очень важны: они позволяют уменьшить общую неопределенность массы топ-кварка. Кроме того, независимые дилептонные измерения служат для проверки соответствия масс топ-кварка, измеренных в других модах, т.к. дилептонная мода содержит другие источники фоновых событий и представляет другой набор событий

Результаты, полученные и анализируемые в диссертации, основаны на данных с установки CDF, накопленных во втором сеансе Тэватрона (март 2002 -август 2004).

Сигнатура tt-распадов в дилептонном канале определяется двумя струями от fr-кварков, двумя лептонами с большими поперечными импульсами и большой недостающей энергией (из-за 2-х нейтрино) от распадов W, а также возможными дополнительными кварк-глюонными струями в начальном и конечном состоянии. Основной фон для дилептонных fí-событий происходит от процессов Дрелл-Яна (qq —» Z/7* —> е+е~, /¿+/i~, т+т~); W(-^£v)->rjets- так называемых fakes событий, где струя имитирует наличие второго лептона; а также от рождения двух бозонов (WW, WZ, ZZ).

Данные набраны с помощью инклюзивных лептонных триггеров на электрон, попавший в центральный калориметр, с поперечной энергией Ет = Е sin в > 18 GeV, и на мюон в области \r¡\ < 1.1 с поперечным импульсом рт = psinfl > ISGeV/c. Для электронов в "end plug" калориметре требуется Ет > 20 GeV. События должны обладать также недостающей поперечной энергией > 15 GeV, определенной из векторной суммы — Е1ттТг, где ñt - единичный вектор в азимутальной плоскости, который направлен от оси пучка к г1Н башне калориметра. В событии требуются по крайней мере две струи, ко-

Таблица II: Светимость, ожидаемые числа сигнальных и фоновых событий (с полными неопределенностями) и наблюдаемое число событий. Сечение рождения Н предполагается равным 6.1 рЬ.

Светимость 340р6-1

Ожидаемое число tt 15.7 ± 1.3

Дрелл-Ян 5.5 ±1.2

>£i/)+jets ложные 3.5 ±1.4

Дибозоны 1.6 ±0.3

Суммарный фон 10.5 ±1.9

Суммарное ожидаемое 26.2 ± 2.3

Наблюдаемое на данных 33

торые определяются по кластерам энерговыделения в калориметре с размером конуса х/ДтТ-ЬД^ = 0.4

В таблице II приведены светимость и ожидаемые числа сигнальных и фоновых событий, а также число отобранных экспериментальных событий. Ак-септанс сигнальных tt событий вычислялся с помощью программ полного моделирования детектора CDF и PYTHIA в предположении сечения рождения пары топ-кварков 6.1 pb, что соответствует массе топ-кварка 178 GeV/c2[n], Числа фоновых событий для категорий Дрелл-Ян, W{—> iv) + jets fakes и ди-бозонов оценены на данных и с помощью программ моделирования: PYTHIA, ALPGEN+HERWIG. Полные неопределенности для ожидаемого выхода событий включают как статистические неопределенности наборов Монте-Карло, так и систематические ошибки от идентификации частиц, измерения энергий струй и моделирования сигнальных tt и фоновых событий.

На экспериментальных данных, отобранных с помощью инклюзивного леп-тонного триггера, найдено 33 кандидата в tt события.

Для кинематической реконструкции массы топ-кварка в дилептонном событии не хватает уравнений связи. Так, для lepton+jets моды распада две компоненты недостающей энергии , предположение о равенстве масс tut кварков и построение инвариантной массы iv для W, позволяют использовать кинематический фит события несмотря на наличие одного нейтрино. Для дилептонной моды распада имеем два нейтрино, что делает невозможным прямое использование кинематического фита в данном типе событий.

Точнее можно сказать, что для каждого tt события кинематика полностью

[n] M Cacciari et al., J. High Energy Phys. 404, 068 (2004).

определяется 24 величинами: 4-импульсами 6-ти частиц в конечном состоянии Двенадцать 3-импульсов для двух 6-кварков и 2 лептонов измеряются детектором вместе с двумя компонентами Щт ■ Величины масс для 6-кварков и 2 лептонов известны, а два нейтрино предполагаются безмассовыми. Делая три дополнительных предположения о распадах й и Ш бозона получаем:

В результате имеем только 23 известных и предполагаемых компонент системы. Следовательно, масса топ-кварка не может быть прямо реконструирована из tt дилептонного распада: требуются дополнительные кинематические предположения для восстановления массы топ-кварка.

Практически для каждого события проведено интегрирование по неизме-ряемым кинематическим переменным для получения распределений, дающих относительную вероятность различных значений масс топ-кварка. Моделирование распадов tt и оптимизация метода на больших наборах различных масс топ-кварков выполнены с помощью HERWIG генератора с CTEQ5L[°] функциями распределения партонов.

Развитый в диссертации метод реконструкции массы топ-кварка назван "Neutrino ф Weighting Method (PHI)" [5] и признан сотрудничеством CDF. С помощью дополнительных предположений об азимутальных углах ф нейтрино реконструированы дилептонные распады путем минимизации х2 функционала для выбора одного значения массы топ-кварка в событии. Масса топ-кварка, полученная в диссертации, измерена на статистике 340 pb_1.

Минимизируем хг функционал:

Здесь первый член обозначает суммирование по поперечным импульсам лепто-

[°] Н L. La! et al., Eur. Phys. J. C12, 375 (2000).

m{be+i/) = m(b(~P)

m(tv) = m{W+) тп(П?) = m{W~)

(10) (И) (12)

,2

(13)

нов р1т, а разрешение детектора для электронов и мюонов берется равным [е

5^ + 0.022 (14)

Рт V Рт

% = 0.0011 Х- (15)

Рт

Второй член в соотношении (13) описывает суммирование по поперечным импульсам pj. двух лидирующих струй. Величина UE (с неопределенностью <tue) в третьем х2 члене обозначает некластеризованную энергию в калориметре, просуммированную по (г = 1, N) башням, которая не связана с лептонами и кластерами от лидирующих струй, а включает в себя дополнительные струи с Ет > 8 GeV/c2 and \т]\ < 2.5. Величины т^ и в соотношении 13 обозначают реконструированные инвариантные массы продуктов распада W-бозона и топ-кварка соответственно. Для ширин распада W-бозона и топ-кварка использованы среднемировые значения. Переменные с тильдой обозначают величины, полученные в результате процедуры минимизации. Величина rnt - параметр фита, "возвращенный" процедурой минимизации в качестве реконструированной массы топ-кварка.

Для нахождения импульса нейтрино от распадов W-бозонов (соотношение 13) требуются дополнительные предположения. Предположим, что известны азимутальные углы для обоих нейтрино {фиъ ф„2), тогда поперечные импульсы нейтрино связаны с недостающей энергией Рт

Рт ■ COS(</>„i) +Рт ■ COS(<£„2) = рх (16)

РТ ■ вт{ф„х) +Рт • sin^) = РУ

что дает решения:

„1 л ,, \ Рх • sin(</v2) - Pv • cos((£„2) ,, v р^=рТ -cos^) = -sin(^2 _ M--cos(^) (17)

„1 u\ ■ \ fix • sin(^2) - Py ■ COs(<ft„2) . ,, S = -_ фл)--sm(M

cos(^) =

Sin(0„l - фи2)

v2 t/2 - [i \ Px • ^П(фи1) - Py ■ C0S(^!) . Pv = Рт ■ sm^a) = --—-г--smfe.

y sin(</vi - фиг)

Проведение процедуры минимизации(13) для всех возможных величин ф нейтрино создает набор решений для плоскости (фи\,фи2)-

В результате оптимизации по величине (/»-сегментации выбрана матрица из 12 х 12 точек в плоскости (<£„i,<£„2) таким образом, чтобы избежать точек

sin(0„i — фи2) = 0, при которых система уравнений 17 становится неопределенной. Для каждой точки существует 8 решений из-за 2-ной неопределенности в продольных компонентах импульса каждого нейтрино и двух возможных комбинаций лептон-струя. Следовательно, 12 х 12 х 8 = 1152 минимизации соотношения (13) выполнялись для каждого события, результатами каждой из которых являлись восстановленная масса топ-кварка mrec и х2- Для каждой точки выбиралось решение с минимальным х2 среди 8 полученных. В результате на каждое событие получен массив из 144 пар Хг3 и т^ величин, где (г = l,12,j = 1,12) обозначают {ф„\, ф^) точки плоскости. Каждое решение взвешивается по величине х2 согласно:

ехр(-4/2)

^~£^£^ехр(-Х2/2) (18)

для построения плотности распределения вероятности, нормированной на единицу.

Выполнен ряд тестов методом Монте-Карло для проверки работоспособности развитого метода. Для этого использовались наборы сгенерированных событий с топ-кварками различной массы.

Далее возникает вопрос об "извлечении" одной массы топ-кварка на событие или работа с полным распределением функции плотности вероятности (ф.п.в ). Этот вопрос изучен на моделировании. Оптимизация показала - наилучшим выбором является усреднение массива ш™ с весами ( 18) после применения порога в 30% от наиболее вероятного значения функции плотности вероятности.

На рисунке 12 показано распределение плотности вероятности для одного HERWIG Монте-Кало tt события с mt = 170 GeV/c2.

Техника измерения массы топ-кварка в отдельном событии, описанная выше, приводит к созданию распределения масс топ-кварков на данных CDFII. Однако, упомянутое распределение является смесью сигнальных tt и фоновых событий. Для окончательного определения массы топ-кварка это распределение сравнивалось с ф.п.в. массы топ-кварка для сигнальных и фоновых событий с помощью функции наибольшего правдоподобия. Ф.п.в. определены с помощью параметризации распределений масс топ-кварков = (шаблонов), полученных для сигнальных tt и фоновых событий из Монте-Карло.

Для выделения сигнала использовались tt дилептонные события, сгенерированные с помощью HERWIG для масс топ-кварка от 130 до 230 GeV/c2 с шагом 5 GeV/c2 Структурные функции CTEQ5L[°] применены для моделирования импульсного распределения партонов в начальном состоянии. Сигнальные распределения (шаблоны), полученные из такого моделирования, параметризованы суммой функций Гаусса и гамма. Эта параметризация дает сигнальную ф.п.в.,

0.25

> 0J о О

S 015

f

0 05 0

Рис. 12. Распределение плотности вероятности для HERWIG Монте-Кало tt события с mt = 170 GeV/c2. Результирующая масса топ-кварка получена усреднением распределения после применения 30% порога от наиболее вероятного значения функции плотности вероятности.

г л [ 1 event weight -----30% DL .......... avg mass

Ï..J t............

Top Mass (GeV/c1)

Ps(m;mt), представляющую вероятность реконструкции массы топ-кварка m в случае, когда "истинная"масса будет mt:

a1+ai

Ps(m;mt) = a5p^2+Qj(m ~ Qo)Q1 exp (-a2(m - a0)) (19)

Шесть параметров a, в соотношении 19 предполагаются линейно зависимыми от сгенерированной массы топ-кварка, так что фактически выполняется 12-параметрический фит для pi для всех шаблонов одновременно с:

<*г=Рг + (mt - 175 GeV/c2) pt+6. (20)

На рисунке 13 показаны сигнальные шаблоны с соответствующими параметри-зированными функциями фита (19).

Для фоновых событий создан один итоговый шаблон, который включает в себя вклады от каждого источника фона согласно их ожидаемому выходу, отраженному в таблице II. Шаблоны для различных фоновых процессов реконструированы из смоделированных процессов: Дрелл-Яна (PYTHIA), W{—► tv) + jets "fakes"(ALPGEN+HERWIG), и дибозонов (PYTHIA и ALPGEN+HERWIG). Фоновые ф.п.в. Рь(т) получаем с помощью фитирования объединенного фонового шаблона функцией, аналогичной той, что использована для сигнальных шаблонов (19), однако теперь параметры фита не зависят от "истинной"массы топ-кварка mt.

100 150 200 250 300 350 Top Mass (GeV/c)

> 0.05

J?

в

a .a

S a.

л! Mean 191.5 Д; RMS 34.45

.. Jr....... I ..... 200 GeV/c2 .... i .

100 150 200 250 300 350 Top Mass (GeV/c)

Mean 172.2

RMS 31.33

/ I .....170 GeV/c2

. %JL„ .

100 150 200 250 300 350 Top Mass (GeV/c2)

100 150 200 250 300 350 Top Mass (GeV/c)

Рис 13: Примеры сигнальных шаблонов в зависимости от массы топ-кварка для значений 140, 170, 200 and 230 GeV/c2. Показана параметризация функциями (19) Вертикальные линии соответствуют генерированной массе топ-кварка

Последний шаг в дилептонном шаблонном анализе - определение массы топ-кварка на наборе данных путем аппроксимации функцией наибольшего правдоподобия. С помощью процедуры наибольшего правдоподобия находим вероятность того, что данные описываются смесью фоновых и сигнальных событий и для определенного значения массы топ-кварка. В качестве входных величин используем значения массы топ-кварка, восстановленные в каждом событии на данных и параметризованные ф.п.в. для сигнальных и фоновых событий, полученные из моделирования.

Общая функция правдоподобия выглядит:

(21)

где

е_("»+пь)(п8 + тт пяР3{тг\т() + щРь(тп,)

С^е(тщ) =---и-- (22)

1=1

И

-1п£Пь = -^р. (23)

Функция наибольшего правдоподобия "возвращает" значение массы топ-кварка (mt), количества сигнальных (ns) и фоновых (щ) событий. Определяется вероятность, что каждое событие (г) является сигнальным событием и что оно является фоновым событием. Сигнальные и фоновые вероятности присваиваются при сравнении измеренной в одном событии массы топ-кварка m, с параметризованными ф.п.в. для сигнальных Ps и фоновых Р(, событий. Находятся вероятности, что функция наибольшего правдоподобия определяет число фоновых событий щ, совместимое с априорной оценкой п£хр, и что полное число сигнальных (п3) и фоновых событий совместимо с числом наблюдаемых событий N. Число фоновых событий должно описываться функцией Гаусса со средним Значением п^43 (с ошибкой, равной ожидаемой неопределенности в числе фоновых событий сГпь), а сумма ns и щ подчиняться распределению Пуассона. Таким образом, число сигнальных событий, оцененное функцией правдоподобия, не зависит от ожидаемого числа сигнальных событий, основанного на предполагаемом сечении tt. Итоговое значение массы топ-кварка (mt) получаем из минимума функции — 1п(£).

Статистическая неопределенность для mt определяется из разницы между массой в минимуме функции правдоподобия и массой при — 1п(£/£тах) + 0.5.

В анализе использовано большое число смоделированных ансамблей данных или псевдоэкспериментов, для проверки того, что метод измерения массы топ-кварка, описанный выше, возвращает ожидаемое значение массы топ-кварка. Перед тем, как применить развитый метод на данных CDFII, показана работоспособность метода на смоделированных наборах событий с неизвестными значениями масс топ-кварков.

Таблица III: Результаты восстановления массы топ-кварка Указаны: полное число наблюдаемых событий, число событий, для которых найдены массы топ-кварков, ожидаемое число фоновых событий, результаты фита функцией наибольшего правдоподобия при фиксированном и свободном количестве фоновых событий.

метод данные Mot JVsoi nebxp фон фиксирован п3 щ mt (GeV/c2) фон не фиксирован mt (GeV/c2)

PHI 33 33 10.5 ±1.9 24.4 ±5.9 10.0 ±1.9 169.7±| g . 169.2 ± 6.4

Метод применен к 33 отобранным дилептонным событиям, соответствующим 340 pb-1. В работе использованы алгоритм реконструкции событий и процедура наибольшего правдоподобия, описанные в предыдущтх разделах. При этом применялось ожидаемое число фоновых событий, указанное в таблице И. Как указано в таблице III, фит функцией наибольшего правдоподобия вернул число

фоновых событий, совместимое с ожидаемым значением. Так же полное число событий, определенное функцией наибольшего правдоподобия согласуется с наблюдаемым.

Верхний график на рисунке 14 показывает реконструированную массу топ-кварка на данных, нормализованную форму фона и сигнала + фона и изменения — 1п(£/£тах) как функцию массы топ-кварка. В качестве измеренной массы

о >

0) О

100

150 200 250 300 Ресопэ^ис^ес) МаБЭ (ввУ/с2)

350

О 10

81а«8Нса1 Еггог (СеУ/с2)

20

30

Рис. 14' Результаты РШ-метода на экспериментальных данных. Верхний график реконструированная масса топ-кварка на данных (гистограмма) с нормализованными фоновой и сигнальной+фоновой зависимостями (ф п в.) и функцией наибольшего правдоподобия (вставка). Нижний график: сравнение экспериментальных статистических погрешностей (вертикальные линии) с погрешностями, определенными в псевдоэкспериментах для 170 СеУ/с2.

топ-кварка берем значение тщ, соответствующее минимуму функции правдоподобия. Статистические неопределенности получены с помощью определения ширины при — 1п(£/£тах) +0.5, и поправки на недооценку погрешностей, полу-

Таблица IV: Систематические ошибки измерения массы топ-кварка в СеУ/с2 Итоговая ошибка получена квадратичным сложением ошибок от различных источников.

источник систематической ошибки PHI метод

Восстановление энергии в калориметре 3.5

Восстановление энергии Ь-струй 0.7

МС генератор 0.7

PDF's 0.6

ISR 0.6

FSR 0.4

Форма фона 1.5

Итоговая ошибка 4.0

ченную с помощью ошибок пулов. В таблице III приведены измеренная масса топ-кварка и статистические ошибки, поправленные на коррекции для ширины пулов.

Нижний график на рисунке 14 показывает сравнение измеренных статистических ошибок с ошибками от псевдоэкспериментов для mt = 170 GeV/c2 при использовании в каждом псевдоэксперименте числа событий, равному наблюдаемому на данных. Вероятность получения наблюдаемой статистической ошибки определена, равной 19%. Для дальнейшей проверки снято ограничение на число фоновых событий в функции наибольшего правдоподобия ( т.е. член СПь в соотношении 21). В результате такой фит показал число фоновых событий, близкое к нулю, что подтверждается псевдоэкспериментами для PHI-метода в 20% случаев для набора mt — 170 GeV/c2.

Кроме статистических неопределенностей при измерении массы топ-кварка, возникающих из-за ограниченного набора экспериментальных данных, существует несколько источников систематических ошибок: неопределенности в моделировании tt и фоновых событий, неточное моделирование отклика детектора на лелтоны и струи и различные предположения, сделанные при реализации метода измерения массы топ-кварка. Большинство систематических ошибок оценено соответствующим изменением входных величин в моделировании и построением новых шаблонов масс топ-кварков. Далее, выполнены псевдоэксперименты с использованием этих новых шаблонов масс и сравнены полученные значения медиан распределения массы топ-кварка с медианами от штатных распределений. Источники систематических ошибок предполагаются нескорре-лированными, таким образом, полная систематическая ошибка определялась как квадратичная сумма от различных ошибок, см. таблицу IV.

В результате определена масса топ-кварка 169.71® о (stat.)±4.0 (syst.) GeV/c2.

В заключении изложены основные результаты диссертационной работы:

1. Измерена масса t-кварка в дилептонной моде распада на статистике 340 pb"1 с помощью PHI-метода, развитого в работе: Mtop = 169.7 ig® (stat.)± 4.0 (syst.) GeV/c2. Достигнутый результат принадлежит к числу наиболее точных независимых измерений массы t-кварка в "дилептонном" канале.

2. Предложен, оптимизирован и экспериментально применен впервые на CDFII PHI-метод измерения массы t-кварка в дилептонной моде распада с реконструкцией событий при помощи сканирования матрицы азимутальных углов разлета двух нейтрино. Метод успешно прошел апробацию на "контрольных наборах" событий и одобрен коллаборацией для массовой обработки экспериментальных данных.

3. SVT успешно применен для впервые осуществленного измерения параметра смешивания B°-Bs-мезонов на статистике 1 fb_1: Ams = 17.31 toil (stat.) ± 0 07 (syst.)ps-1. Величина Ams соответствует ожиданиям стандартной модели

К числу результатов, достигнутых с помощью SVT, также относятся: обнаружение распада В° —> фф, первое измерение вероятности распада Аь —> А+тг~, улучшение среднемировых(РБС) данных по измерению масс В3,Аь и разницы масс D+ — D+.

4. Получена оценка максимальной чувствительности к измерению параметра смешивания В°-В3-мезонов Д(ms) на данных 1-го сеанса CDF:

Дmsens_Q g pS-1 на yp0BHg доСТОВерНОСТИ.

5. Впервые на адронном коллайдере разработан и создан, совместно с коллегами, аппаратно-программный комплекс SVT -"триггер на прицельный параметр" (требование наличия трека с прицельным параметром > 100 мкм). Это открыло ранее отсутствовавшие возможности эффективно отбирать чисто адронные распады частиц с с,Ь-кварками благодаря подавлению фона с фактором ~1000. Принципиальная часть этого комплекса - созданная и оптимизированная библиотека образов треков для ассоциативной памяти вершинного триггера, обеспечившая принятие решения триггером в течение запланированного интервала времени - 14 /j,s (Ь2-триггер).

6. Изучены с помощью программ моделирования и экспериментально исследованы характеристики нового SVT триггера (разрешение, эффективность). Показано, что разрешение триггера ad — 35 /im соответствует проектному.

Создана ранее отсутствовавшая на CDF эффективная автоматическая система off-line контроля за основными параметрами вершинного триггера с определением положения области взаимодействия рр пучков.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1] Ю.А.Будагов, В В.Глаголев, И.А.Суслов, "Обзор по измерению массы топ кварка на установке CDF в протон-антипротонных столкновениях при \/S = 1.96 ТэВ.", ЭЧАЯ, 2007, том 38, выпуск 3.

2] A Abulencia, ..V.Glagolev et al., "Measurement of the top quark mass using template methods on dilepton events in p anti-p collisions at s**(l/2) = 1.96 TeV.", Phys.Rev.D73:112006,2006.

PDG, "Review of Particle Physics", Journal of Physics G:Nuclear and Particle Physics Vol 33, July 2006 p.520.

3] A.Abulencia,...V Glagolev et al., "Top Quark Mass Measurement from Dilepton Events at CDF II", Phys.Rev.Lett. 96 (2006) 152002.

4] G.Bellettini,...V.Glagolev et al., "Measurement of the Top Quark Mass using the Minuit Fitter in Dilepton Events at CDF", FERMILAB-pub-05-564-e-td, сообщение ОИЯИ JINR-E1-2005-18, 11pp., 2005.

5] G.Bellettini,...V.Glagolev et al., "Measurement of the Top Quark Mass using Neuitrino Phi Weighting Method in Dilepton Events at CDF", CDF/anal/top/public/7759, сообщение ОИЯИ JINR-E1-2005-129, 10pp., 2005.

6] A. Abulencia,...V.Glagolev... et al., "Measurement of the Bs-Bsbar Oscillation Frequency", Phys.Rev.Lett. 97 (2006) 062003

7] W. Ashmanskas, A. Bardi,... V.Glagolev et al., "The CDF Silicon Vertex Tracker, online precision tracking of the CDF Silicon Vertex Detector", IL Nuovo Cimento, vol. 112 A, no. 11, pp. 1239-1243, 1999.

8] W. Ashmanskas, A. Bardi,... V.Glagolev et al., "Silicon Vertex Tracker: A fast precise tracking trigger for CDF", Nucl. Instr. Meth., vol. A 447, pp. 218-222, 2000

9] W. Ashmanskas,... V.Glagolev et al., 'The CDF silicon vertex tracker", FERMILAB-CONF-99-158-E, proceedings of 6th International Workshop on New Computing Techniques in Physics Research: Software Engineering, Artificial Intelligence Neural Nets, Genetic Algorithms, Symbolic Algebra, Automatic Calculation (AIHENP 99), Heraklion, Crete, Greece, 12-16 Apr 1999.

[10] S. Belforte, J. Budagov,... V.Glagolev et al., "THE CDF SILICON VERTEX TRIGGER FOR В PHYSICS STUDY", Сообщение ОИЯИ JINR-E1-2001-19, 9pp., Mar 2001.

[11] W. Ashmanskas,... V.Glagolev et al., "The CDF silicon vertex tracker", Nucl.Instrum.Meth.A477:451-455,2002.

[12] W. Ashmanskas,... V.Glagolev et al., "The CDF online silicon vertex tracker", FERMILAB-CONF-Ol-291-E, 6pp., Nov 2001., 5th international conference on large scale applications and radiation hardness of semiconductor detectors, Firenze, Italy, Jul 4-6, 2001.

[13] A. Bardi,... V.Glagolev et al., "The CDF 2 online silicon vertex tracker", 8th International Conference on Accelerator and Large Experimental Physics Control Systems (ICALEPCS 2001), San Jose, California, 27-30 Nov 2001. Published in eConf CO 11127-.THBT003,2001, Also in "San Jose 2001, Accelerator and large experimental physics control systems" 448-452.

[14] A. Bardi,... V.Glagolev et al, "The CDF online silicon vertex tracker", Nucl.Instrum.Meth.A485:178-182,2002.

[15] W. Ashmanskas,... V.Glagolev et al., "Performance of the CDF online silicon vertex tracker", IEEE 1Vans.Nucl.Sci.49:1177-1184,2002.

[16] W. Ashmanskas,... V.Glagolev et al., "CDF Silicon Vertex Tracker: Tevatron Run II preliminary results", Письма в ЭЧАЯ 5[114]-2002, pp.12-24, 2002.

[17] W. Ashmanskas,... V.Glagolev et al., "Initial experience with the CDF SVT trigger", Nucl.Instrum.Meth.A501:201-206, 2003.

[18] W. Ashmanskas,.. V Glagolev et al., "THE CDF SILICON VERTEX TRACKER", Nucl. Instrum Meth. A518.532-536, 2004.

[19] F.Bedeschi, J.Budagov, G.Chlachidze, V.Glagolev, T.Miao, "Estimation of the sensitivity to Ams from combination of various B° decay channels in CDF RUN I", Сообщения ОИЯИ JINR-E1-99-180.

Получено 1 февраля 2007г

fl

Отпечатано методом прямого репродуцирования с оригинала, предоставленного автором.

Подписано в печать 05.02.2007. Формат 60 х 90/16. Бумага офсетная. Печать офсетная. Усл. печ. л. 2,43. Уч.-изд. л. 2,81. Тираж 100 экз. Заказ № 55657.

Издательский отдел Объединенного института ядерных исследований 141980, г. Дубна, Московская обл., ул. Жолио-Кюри, 6. E-mail: publish@jinr.ru www.jinr.ru/publish/

Введение

ГЛАВА 1. Установка на коллайдере ФЕРМИЛАБ (CDF)

1.1. Координатная система установки CDF.

1.2. Система регистрации треков заряженных частиц.

1.3. Составной кремниевый детектор.

1.4. Центральная дрейфовая камера.

1.5. Времяпролетная система.

1.6. Магнит установки CDF.

1.7. Калориметрия.

1.8. Мюонная система.

1.9. Система сбора данных и триггер установки CDF.

ГЛАВА 2. Триггер на основе кремниевого вершинного детектора (SVT)

2.1. Введение

2.2. Принцип работы SVT

2.3. Описание алгоритма фитирования треков

2.4. Оптимизация банка Ассоциативной Памяти SVT

2.4.1. Образы треков

2.4.2. Геометрическая эффективность

2.4.3. Оптимизация набора дорожек в Ассоциативной Памяти

2.5. Анализ работы SVT на данных

2.5.1. Работа SVT триггера с информацией только от кремниевого детектора

2.5.2. Стандартная конфигурация SVT

2.5.3. Выделение собственно разрешения d из

Щ свертки с профилем пучка

2.5.4. Мониторирование SVT 61 2.6. Выводы

ГЛАВА 3. Физические результаты, полученные с помощью

SVT 66 3.1. Оценка чувствительности к измерению параметра смешивания Ams на статистике 1-го сеанса установки

CDF 67 ^ 3.2. Чувствительность к измерению параметра смешивания Ams на статистике 2-го сеанса установки

3.3. Измерение параметра смешивания Bg-lfs

3.4. Сечение прямого рождения D-мезонов

3.5. Массы, времена жизни и бренчинги (вероятности распадов) Ъ/с- адронов

3.6. перспективы Кабибо-Кобаяши-Маскава физики на CDFII 94 3.6.1. Прямое CP-нарушение в распадах Ъ —> hh

3.6.2. Первое наблюдение В® —>■ фф распада и измерение бренчинга и Аср для В+ —> фК+

3.7. Выводы

ГЛАВА 4. Измерение массы топ-кварка на CDFII в дилептонной моде

4.1. Введение

4.2. Отбор событий

4.3. Метод измерения массы топ кварка

4.3.1. Тестирование и оптимизация метода

4.4. Построение шаблонов

4.5. Минимизация функцией правдоподобия

4.6. Тестирование на псевдоэкспериментах 4.6.1. Результаты "слепого"тестирования

4.7. Результаты

4.8. Систематические ошибки

4.9. Результат измерения массы топ кварка 4.10. Выводы

Выводы к диссертации

Актуальность темы. Одними из главных направлений современных исследований в пучках частиц высоких энергий и, в частности, на ТЭВА-ТРОНЕ являются:

• Изучение свойств топ-кварка - измерения массы, сечения рождения, поляризации. Топ-кварк - наиболее массивный из известных фундаментальных частиц и детальное изучение его свойств углубляет понимание механизма получения частицами масс и массовой иерархии фундаментальных частиц.

• Высокоточные измерения массы W-бозона и массы топ-кварка для ограничения допустимой области масс Хиггс-бозона, вычисляемой через радиационные поправки к массе W-бозона.

• Изучение распадов В-мезонов: измерение параметров осцилляции В®-~lfs мезонов, времен жизни и масс b/с адронов, параметров СР-нарушающих процессов и др.

• Поиск явлений и частиц за рамками Стандартной Модели: суперсимметричных частиц, Хиггсовских бозонов и др.

Исследования по указанным актуальным направлениям современной физики высоких энергий включены в программу эксперимента CDF.

Установка CDF работает в настоящее время на наиболее мощном в мире рр ускорителе - ТЕВАТРОНЕ. Два института из Российской Федерации -ОИЯИ и ИТЭФ проводят исследования на данной установке.

Эксперимент CDF стартовал в 1988 году; в 1996 году в связи с реконструкцией и ростом светимости ТЕВАТРОНА предпринята значительная модернизация большинства подсистем установки и, в частности, при активном участии ОИЯИ создан новый тип триггера на вторичную вершиny(Silicon Vertex Trigger - SVT) на основе вершинного кремниевого детектора. Также значительно дополнена и усовершенствована система сцин-тилляционных счетчиков мюонного триггера.

Набор данных в эксперименте CDF II начался в 2001 году и значительно превысил статистику набранных событий 1-го периода работы CDF I.

Диссертация посвящена

• измерению массы топ-кварка в так называемой дилептонной моде.

• новейшим разработкам и достигнутым результатам в области создания триггера на вторичную вершину (SVT) для адронных коллайде-ров, а также применению данного типа триггера для изучения физики тяжелых кварков

В течение первого сеанса (1992-1995) CDF набрал статистику 110 pb~l при энергии y/s = 1.8 и выполнил первые измерения свойств t-кварка.

Во втором сеансе Тэватрона, начавшемся в 2001 г., CDF накопил интегральную светимость, в несколько раз превышающую ту, что была набрана в 1-м сеансе. Увеличение энергии ТЭВАТРОНА и аксептанса установки CDF также способствовали увеличению числа набранных событий с распадами t-кварков, что позволило провести более точное изучение характеристик t-кварков. Таким образом, осуществлен переход от "штучного" изучения этих кварков к статистически обеспеченным экспериментам, открывший новое направление в физике высоких энергий - физику топ-кварков.

Масса t-кварка, как и остальных кварков, не предсказывается теорией, являясь параметром стандартной модели, который должен быть определен экспериментально.

Следует напомнить, однако, что результаты глобального фита экспериментально наблюдаемых электрослабых параметров Стандартной Модели [1] указали на массу топ кварка 178.0 ± 8 GeV/с1, что хорошо согласуется с последующими прямыми измерениями массы t-кварка.

Так, измерения в 1-ом сеансе ТЭВАТРОНА определили массу топ кварка 178.0 ± 4.3 GeVfc? [2], что примерно в 40 раз тяжелее массы Ь-кварка. Такая большая масса, близкая к величине нарушения электрослабой симметрии v= (ч/^Ст)-1/2 — 246 GeV, наводит на мысль, что топ-кварк может играть особую роль в процессе нарушения электрослабой симметрии [3]. Большой вклад тяжелого топ-кварка через петлевые поправки в параметры электрослабого взаимодействия обеспечивает мощный тест стандартной модели. В частности, точное измерение массы топ-кварка наряду с точным измерением массы W-бозона накладывают жесткие ограничения на массу Хиггс-бозона [4].

Суммированные в данной работе измерения массы топ-кварка в дилеп-тонной моде на данных установки CDFII на статистике 340 pb"1 получены с помощью так называемого PHI метода (Neutrino Phi Weighting Method)-c привлечением дополнительных предположений об азимутальных углах ф нейтрино. Этот результат отмечен как важное достижение в выпуске " Fermilab Today" от 28 июля 2005 г.

Развитие технологии создания микро-стриповых детекторов и сопутствующей электроники открыло уникальные возможности их использования в физике высоких энергий и прежде всего для создания ранее недоступных триггеров. Точность кремниевого детектора позволяет измерять прицельный параметр трека (d) с погрешностью ~ 30/шг и выделить треки от В-адрона. На адронных коллайдерах сечение рождения легких кварков превосходят сечения рождения b-кварков на несколько порядков. Таким образом, возможность измерять прицельные параметры треков (d) на триггерном уровне с высокой точностью открывает новое направление для экспериментов на адронных коллайдерах - прецизионное исследование процессов с образованием В-адронов.

Обычные триггеры на адронных коллайдерах для изучения физики тяжелых кварков (Ь, с) - это димюонный триггер для J/тр и триггер для полулептонных Ъ распадов. Созданный нами SVT впервые открыл новый тип триггера для набора полностью адронных мод распадов и расширил возможности полулептонного триггера.

Благодаря применению SVT триггера на CDF II стало возможным измерение частоты осцилляций Вд-В°3. Измерения проведены на статистике 1 fb"1 на наборах из 3,600 полностью восстановленных адронных распадов Bs и 37,000 частично реконструированных полулептонных распадов В3. С помощью тиггера на вторичную вершину впервые измерено значение параметра осцилляций Bg-~lfs мезонов Ат3 = 17.31 l^g (stat.) ± 0.07 (syst.)ps-1 [5].

Наши коллеги из ОИЯИ и ИФВЭ (Протвино, руководитель С.П.Денисов), со второго эксперимента- DO на ТЭВАТРОНЕ, также активно занимаются измерением осцилляций B°s-$s. Эксперимент DO поставил пределы 17ps1 < АМва < 21 ps~l [б].

Цель и задачи.

Целью данной диссертационной работы является измерение массы топ-кварка в дилептонной моде распада на данных установки CDF с помощью так называемого PHI метода.

Второй важной задачей данной диссертационной работы является проведение разработок в рамках комплексной программы создания уникального нового триггера на вторичную вершину для адронного коллайдера и применение данного триггера для изучения физики тяжелых кварков. В частности, для измерения параметра смешивания BQS-~I^3 мезонов, измерения сечения прямого рождения D-мезонов, уточнения масс В3,Аь, уточнения разницы масс D3 — D+, измерения времени жизни Л& и наблюдения Вз —> фф распада.

Научная новизна работы.

Выполнено одно из наиболее точных независимых измерений массы t-кварка в "дилептонном " канале распада на статистике 340 pb~l с помощью развитого в диссертации так называемого PHI метода.

Впервые в практике исследования на адронных коллайдерах разработан, создан и успешно применен триггер на вторичную вершину взаимодействия. Данный триггер позволил впервые измерить значение параметра Ams осцилляций B®-lf3 мезонов и получить важные новые данные принципиального значения в области физики с,Ь-кварков.

Представленные в диссертации результаты по своей научной проблематике принадлежат к числу актуальных разделов физики высоких энергий и, по содержательности, относятся к достижениям принципиального научного значения, востребованным современной теорией.

Практическая значимость.

В рамках диссертационной работы развит и апробирован метод измерения массы t-кварка в дилептонной моде (так называемый PHI метод) и измерена масса этого кварка по данным установки CDF (ФЕРМИЛАБ) на статистике 340 рЬ~г. Это измерение позволило установить согласие величин масс t-кварков, полученных в одно-лептонной и двухлептонной модах распада и учтено в итоговой величине массы t-кварка, полученной CDF коллаборацией.

Изложенная в диссертации концепция и методика обработки и анализа редких процессов в больших информационных потоках найдет применение в экспериментах нового поколения на LHC.

Созданный при участии диссертанта триггер на вторичную вершину открыл принципиально новые возможности в экспериментах на адронных коллайдерах. Он позволяет проводить полномасштабную программу исследований по физике Ь, с-кварков, т.к. эффективно подавляет К.Х.Д. фон. В частности, применение данного триггера на коллайдере в ФЕРМИЛАБ позволило впервые в современной физике измерить значение параметра осцилляций Bg-lfs мезонов.

Апробация работы.

Основные результаты диссертационной работы представлены на международных конференциях и совещаниях: 4th International Conference on Large Scale Applications and Radiation Hardness of Semiconductor Detectors, Флоренция, Италия, 23-25 июня 1999; 5th International Conference on Position Sensitive Detectors (PSD 5), Лондон, Англия, 13-17 сентября 1999; 5th international conference on large scale applications and radiation hardness of semiconductor detectors, Флоренция, Италия, 4-6 июля 2001; 8th International Conference on Accelerator and Large Experimental Physics Control Systems (ICALEPCS 2001), San Jose, Калифорния, США, 27-30 ноября 2001; 7th International Conference on Advanced Technology and Particle Physics, Villa Olmo, Como, Италия, 15-19 октября 2001; 10th International Workshop on Vertex Detectors (Vertex 2001), Brunnen, Швейцария, 23-28 сентября 2001; 9th Pisa Meeting on Advanced Detectors, La Biodola, Isola d'Elba, Италия 25-31 мая 2003; ICFP05-International Conference on Flavour Physics 05, Jungli,Тайвань, 3-8 октября 2005; PANIC 05 - XVII Particles and Nuclei International Conference, Santa Fe, New Mexico 24-28 октября 2005; TOP 2006, International Workshop on Top Quark Physics, Coimbra, Португалия 12-15 января 2006.

Публикации.

Результаты диссертационной работы опубликованы в престижных периодических научных изданиях - "ЭЧАЯ", "Письма в ЭЧАЯ", в материалах международных конференций и совещаний, в журналах Nucl.Instrum.Meth, Phys Rev D, Phys Rev Letters, и в препринтах ОИ-ЯИ: [20],[21],[22], [23],[24],[25],[26], [27],[28],[29],[30],[31], [40],[5], [74],[75],[76], [93],[94].

На защиту выносятся следущие выводы:

1. Измерена масса t-кварка в дилептонной моде распада на статистике 340 рЪ~1 с помощью развитого нами так называемого PHI метода: Mtop = 169.7 ^ (stat.) ± 4.0 (syst.) GeV/c2. Достигнутый результат принадлежит к числу наиболее точных независимых измерений массы t-кварка в "дилептонном" канале и вошел в сборник PDG (Particle Data Group, 2006 г.).

2. Предложен, оптимизирован и экспериментально применен впервые на CDFII метод измерения массы t-кварка в дилептонной моде распада с реконструкцией событий при помощи сканирования матрицы азимутальных углов разлета двух нейтрино.

Проведена апробация метода измерения массы t-кварка на смоделированных событиях. Показано, что метод дает несмещенную оценку массы. Предложенный нами метод успешно прошел апробацию на "контрольных наборах" событий и одобрен коллаборацией для массовой обработки экспериментальных данных.

3. В результате применения созданного с нашим участием SVT триггера впервые в практике экспериментов на адронном коллайдере произведен отбор чисто адронных мод распада частиц с с,Ь-кварками и увеличен в 5 раз выход событий в полулептонной моде распада благодаря требованию наличия трека с прицельным параметром > 100 мкм и ослаблению требования на порог по Pt лептона. Таким образом, при применении SVT, впервые наблюден В® —» фф распад, впервые измерена вероятность распада Аь —> Л+7Г~; улучшены среднемиро-Bbie(PDG) данные по измерению масс В3, Аь и разницы масс Df — D+; получены важные физические результаты по измерению сечения прямого рождения D-мезонов и измерению времени жизни Аь

4. SVT успешно применен для впервые осуществленного измерения naраметра смешивания Вд-В3-мезонов. На статистике 1 fb-1 на наборах из 3,600 полностью восстановленных адронных распадов Bs и 37,000 частично реконструированных полулептонных распадов Bs получено первое измерение Ат$ = 17.311дд8 (stat.) ± 0.07 (syst.)ps-1. Величина Ат3 соответствует ожиданиям стандартной модели.

5. Получена оценка максимальной чувствительности к измерению параметра смешивания Б^-Б^-мезонов A(ms) на данных 1-го сеанса CDF: Am|ens=6.8 ps~l на 95% уровне достоверности.

6. Впервые разработан и создан, совместно с коллегами, аппаратно-программный комплекс - SVT "триггер на прицельный параметр". Это открыло ранее отсутствовавшие возможности эффективно отбирать чисто адронные распады частиц с с,Ь-кварками благодаря подавлению фона с фактором ~1000. Принципиальная часть этого комплекса - созданная и оптимизированная нами библиотека образов треков для ассоциативной памяти вершинного триггера, обеспечившая принятие решения триггером в течение запланированного интервала времени -14 lis (Ь2-триггер).

7. Изучены с помощью программ моделирования и экспериментально исследованы характеристики нового SVT триггера (разрешение, эффективность). Показано, что разрешение триггера а & = 35 /лт соответствует проектному.

Создана ранее отсутствовавшая на CDF эффективная автоматическая система off-line контроля за основными параметрами SVT триггера с определением положения области взаимодействия рр пучков.

ВЫВОДЫ К ДИССЕРТАЦИИ

1. Измерена масса t-кварка в дилептонной моде распада на статистике 340 рЪ~1 с помощью PHI-метода, развитого в работе: Mtop = 169.7 IS ;о (stat.) ±4.0 (syst.) GeV/c2. Достигнутый результат принадлежит к числу наиболее точных независимых измерений массы t-кварка в "дилептонном" канале.

2. Предложен, оптимизирован и экспериментально применен впервые на CDFII PHI-метод измерения массы t-кварка в дилептонной моде распада с реконструкцией событий при помощи сканирования матрицы азимутальных углов разлета двух нейтрино. Метод успешно прошел апробацию на "контрольных наборах" событий и одобрен коллабора-цией для массовой обработки экспериментальных данных.

3. SVT успешно применен для впервые осуществленного измерения параметра смешивания 5®-В^-мезонов на статистике 1 fb-1: Ams = 17.31 ЧП8 (stat.) ±0.07 (syst.) ps Величина Ams соответствует ожиданиям стандартной модели.

К числу результатов, достигнутых с помощью SVT, также относятся: обнаружение распада В® фф, первое измерение вероятности распада Аь А+7г~, улучшение среднемировых(РОС) данных по измерению масс В3, Аь и разницы масс Df — D+.

4. Получена оценка максимальной чувствительности к измерению параметра смешивания Вд-I^j-мезонов А(т3) на данных 1-го сеанса CDF: A?7i^ens=6.8 ps~l на 95% уровне достоверности.

5. Впервые разработан и создан, совместно с коллегами, аппаратно-программный комплекс SVT -"триггер на прицельный параметр" (требование наличия трека с прицельным параметром > 100 мкм). Это открыло ранее отсутствовавшие возможности эффективно отбирать чисто адронные распады частиц с с,Ь-кварками благодаря подавлению фона с фактором ~1000. Принципиальная часть этого комплекса - созданная и оптимизированная библиотека образов треков для ассоциативной памяти вершинного триггера, обеспечившая принятие решения триггером в течение запланированного интервала времени -14 fis (Ь2-триггер).

6. Изучены с помощью программ моделирования и экспериментально исследованы характеристики нового SVT триггера (разрешение, эффективность). Показано, что разрешение триггера ad = 35 fim соответствует проектному.

Создана ранее отсутствовавшая на CDF эффективная автоматическая система off-line контроля за основными параметрами вершинного триггера с определением положения области взаимодействия рр пучков.

ЗАКЛЮЧЕНИЕ

Результаты, составившие основу данной диссертации, получены по программе исследований, выполняемых в ОИЯИ под общим научным руководством проф. Ю.А.Будагова в соответствии с ПТП Института и Соглашением о сотрудничестве ОИЯИ-ФНАЛ в эксперименте на Тэватроне на установке CDFII.

Я хочу выразить глубокую признательность проф. Ю.А.Будагову за постоянную научную поддержку и ценные критические замечания по диссертации.

Я выражаю искреннюю благодарность дирекции ОИЯИ в лице член-корр.РАН, проф. А.Н.Сисакяна и дирекции ЛЯП в лице проф.

Н.А.Русаковича и проф. А.Г.Ольшевского за неизменное внимание и содействие в работе, выполняемой в рамках сотрудничества ОИЯИ-ФНАЛ.

Я глубоко признателен коллаборации CDF, профессорам Д.Беллеттини, Л.Ристори, Д.Пунци и Г.Велеву за доброжелательность и содействие в работе на одном из самых значительных экспериментов в настоящее время.

Моя огромная благодарность сотрудникам, принимавшим непосредственное участие в этой работе как в ЛЯП, так и во ФНАЛ, чей труд, несомненно, способствовал успеху работы. Это А.А.Семенов, Г.А.Члачидзе, И.А.Суслов, Ф.В.Прокошин, А.М.Артиков, Д.Ш.Чохели, О.Е.Пухов, И.Е.Чириков-Зорин.

1. A.Olchevski, "Precision Tests of The Standard Model", Electroweak Review writeup, Europhysics Conference on High Energy Physics, Brussels,1995

2. CDF and D0 Collaborations, and the Tevatron Electroweak Working Group: arXiv:hep-ex/0404010.

3. M. Hashimoto, M. Tanabashi and K. Yamawaki, "Top mode standard model with extra dimensions": Phys. Rev. D 64, 056003 (2001);

4. V. A. Miransky, M. Tanabashi and K. Yamawaki "Is The T Quark Responsible For The Mass Of W And Z Bosons?": Mod. Phys. Lett. A 4, 1043 (1989).

5. G.Altarelli, M.W.Grunewald, "Precision electroweak tests of the standard model": Phys.Rept.403-404:189-201, 2004.

6. Z. J. Xiao, J. Y. Zhang, L. D. Wan, X. L. Wang and G. R. Lu "Implications of the top quark mass measurement for the SM Higgs boson mass M(H)": J. Phys. G 21, 19 (1995).

7. A. Abulencia,.V.Glagolev. et al(CDF collaboration), "Measurement of the Bs-Bsbar Oscillation Frequency" Phys.Rev.Lett. 97 (2006) 062003

8. V.Abazov et al, "Direct Limits on the Bs Oscillation Frequency", Phys.Rev.Lett. 97 (2006) 021802

9. M. Bona et al. (UTfit Collaboration), JHEP 0507 028 (2005); J. Charles et al. (CKMfitter Collaboration), Eur. Phys. J. С 41,1 (2005).

10. CDF II Collaboration, 'Technical design report," FERMILAB-Pub-96/390-E, October 1996.

11. CDF II Collaboration, "COT Central Outer Tracker", Nucl. Instrum. Meth. A526: 249, 2004

12. CDF II Collaboration, "LOO: Operational Experience and Performance of the CDFII Silicon Detector", Nucl. Instrum. Meth. A530:l-6, 2004;

13. CDF II Collaboration, "SVX-II: CDF Run II Silicon Tracking Projects", Nucl. Instrum. Meth. A447:l-8, 2000;

14. CDF II Collaboration, "ISL: Intermediate Silicon Layers Detector for the CDF Experiment", Nucl. Instrum. Meth. A453:84-88, 2000.

15. C.Grozis et al., "A Time-Of-Flight Detector for CDF", Int. J.Mod. Phys. A16S1C:1119-1121, 2001

16. S.Kuhlmann et al., "The CDF Calorimetry Upgrade for Run lib", Nucl. Instrum. Meth. A518:39-41, 2004

17. M. Albrow et al., "The CDF plug upgrade electromagnetic calorimeter: test beam results", Nucl. Instrum. Meth. A480:524-546, 2002.

18. A.Artikov et al., "Design and construction of new central and forward muon counters for CDF II "submitted to Nucl. Instrum. Meth.

19. E.Thomson et al., "Online Track Processor for the CDF Upgrade", IEEE Trans, on Nucl. Science, 49, 1063 (2003)

20. M.Adamovitch et al., IEEE Trans.Nucl.Sci.NS-37 (1990) 236.

21. A.Beer et al., Nucl.Instr. and Meth. A337(1994) 280.

22. S. Belforte, M. Dell'Orso, S. Donati, G. Gagliardi, S. Galeotti, P. Giannetti, et al., 'The CDF Trigger SVT," IEEE Trans. Nucl. Set., vol. 42, pp. 860-864, 1995.

23. A. Bardi, S. Belforte, J. Berryhill, A. Cerri, A. G. Clark, R. Culberston, et al., "SVT: An Online Silicon Vertex Tracker for the CDF upgrade," Nucl. Instr. Meth., vol. A 409, pp. 658-661,1998.

24. S. Belforte, J. Budagov,. V.Glagolev et al., "THE CDF SILICON VERTEX TRIGGER FOR В PHYSICS STUDY."Сообщение ОИЯИ JINR-E1-2001-19, Mar 2001. 9pp.

25. W. Ashmanskas,. V.Glagolev et al., "The CDF silicon vertex tracker"5th International Conference on Position Sensitive Detectors (PSD 5), London, England, 13-17 Sep 1999., Nucl.Instrum.Meth.A477:451-455,2002

26. W. Ashmanskas,. V.Glagolev et al., "The CDF online silicon vertex tracker."FERMILAB-CONF-Ol-291-Е, Nov 2001. 6pp. 5th international conference on large scale applications and radiation hardness of semiconductor detectors, firenze, italy, jul 4-6, 2001.

27. A. Bardi,. V.Glagolev et al., "The CDF online silicon vertex tracker."7th International

28. Conference on Advanced Technology and Particle Physics, Villa Olmo, Como, Italy, 15-19 Oct 2001., Nucl.Instrum.Metft.A485:178-182,2002

29. W. Ashmanskas,. V.Glagolev et al., "Performance of the CDF online silicon vertex tracker."2001 IEEE Nuclear Science Symposium (NSS) and Medical Imaging Conference (MIC), San Diego, California, 4-10 Nov 2001. IEEE Trans.Nucl.Sci.49:l 177-1184,2002

30. W. Ashmanskas,. V.Glagolev et al., "CDF Silicon Vertex Tracker: Tevatron Run II preliminary results."Письма в ЭЧАЯ.5:12-24,2002

31. W. Ashmanskas,. V.Glagolev et al., "Initial experience with the CDF SVT trigger."10th International Workshop on Vertex Detectors (Vertex 2001), Brunnen, Switzerland, 23-28 Sep 2001Nucl.Instrum.Meth.A501:201-206,2003.

32. W. Ashmanskas,. V.Glagolev et al., "THE CDF SILICON VERTEX TRACKER."9th Pisa Meeting on Advanced Detectors, La Biodola, Isola d'Elba, May 25-31, 2003., Nucl. Instrum. Meth. A 518:532-536, 2004

33. J. A. Vails, "The SVX II Silicon Vertex Detector at CDF," Nucl. Phys. B, vol. 78, pp. 311-314, 1999.

34. S. Belforte, M. Dell' Orso, S. Donati, G. Gagliardi, S. Galeotti, P. Giannetti, et al. 'The SVT Hit Buffer," IEEE Trans. Nucl. Sci., vol. 43, pp. 1810-1813, 1996.

35. M. Dell'Orso and L. Ristori, "VLSI structures for track finding," Nucl. Instr. Meth., vol A278, no. 2, pp. 436-440, Jun. 1989.

36. H. Grote, "Pattern recognition in high-energy physics," Rep. Prog. Phys., vol. 50, pp. 473-500, Apr. 1987.

37. S.R. Amendolia, S. Galeotti, F. Morsani, D. Passuello, L. Ristori, N. Turini, 'The AMchip: a Full-custom CMOS VLSI Associative Memory for Pattern Recognition," IEEE Trans. Nucl. Sci, vol. 39, pp. 795-797, 1992.

38. H. C. Andrew, Introduction to mathematical techniques in pattern recognition, Wiley-Interscience, 1972, pp. 24-32.

39. H. Wind, "Principal component analysis and its application to track finding," in Formulae and methods in experimental data evaluation, vol. Ill, R. Bock, K. Bos, S. Brandt, J.Myrheim, M. Regler, Eds. European Physical Society, 1984, pp. kl-kl6.

40. H. Eichinger and M. Regler, "Review of track fitting methods in counter experiments," CERN 81-06, june 22, 1981.

41. F.Bedeschi, J.Budagov, G.Chlachidze, V.Glagolev, T.Miao, Estimation of the sensitivity to Am a from combination of various B° decay channels in CDF RUN I, Сообщения ОИЯИ JINR-E1-99-180

42. A.Buras et al, AMs/AMd, sin 2/? and the angle 7 in the Presence of New AF = 2 Operators

43. Nucl.Phys. B619 (2001) 434-466

44. H.-G. Moser and A. Roussaxie, Mathematical methods for B°B° oscillation analyses, Nucl. Instr. and Methods A384 (1997) 491

45. ALEPH collaboration, Combined limit on the B° oscillation frequency, ICHEP96-PA08-020 (1996)

46. Review of Particle Physics, Phys. Rev. D54 (1996)

47. M.Bishai, for the CDF II collaboration, "Beauty and charm physics at CDF Run II "Eur Phys J С 34, sOl, s347-s357 (2004)

48. C. Gay, Annu. Rev. Nucl. Part. Sci. 50, 577 (2000). We set h = с = 1 and report Amq = тво — mBo in inverse picoseconds.

49. N. Cabibbo, Phys. Rev. Lett. 10, 531 (1963); M. Kobayashi and T. Maskawa, Prog. Theor. Phys. 49, 652 (1973).

50. S. Eidelman et al., Phys. Lett. В 592, 1 (2004) and 2005 partial update for the 2006 edition available on the PDG WWW pages (http://pdg.lbl.gov/).

51. K. Abe et al. (BELLE Collaboration), Phys. Rev. D 71, 072003 (2005); 71, 079903(E) (2005); N. C. Hastings et al. (BELLE Collaboration), Phys. Rev. D 67, 052004 (2003); B. Aubert et al. (BABAR Collaboration), Phys. Rev. Lett. 88, 221803 (2002).

52. J. Abdallah et al. (DELPHI Collaboration), Eur. Phys. J. С 35, 35 (2004); К. Abe et al. (SLD Collaboration), Phys. Rev. D 67, 012006 (2003); A. Heister et al. (ALEPH Collaboration), Eur. Phys. J. С 29, 143 (2003).

53. V. M. Abazov et al. (D0 Collaboration), "First direct two-sided bound on the oscillation frequency," hep-ex/0603029, submitted to Physical Review Letters.

54. The symbol Bs refers to the combination of and B® decays.

55. References to a particular process imply that the charge conjugate process is included as well.

56. W. Ashmanskas et al., Nucl. Instrum. Methods Phys. Res., Sect. A 518, 532 (2004).

57. A. Abulencia et al. (CDF Collaboration), Phys. Rev. Lett. 96, 191801 (2006).

58. A. Abulencia et al. (CDF Collaboration), "Measurement of the B+ Meson Lifetime using B+ -* «7/V>e+ue," hep-ex/0603027, submitted to Physical Review Letters.

59. D. Acosta et al. (CDF Collaboration), Phys. Rev. Lett. 91, 241804 (2003).

60. F. Abe et al. (CDF Collaboration), Phys. Rev. D 60, 072003 (1999).

61. A. Ali and F. Barreiro, Z. Phys. С 30, 635 (1986); M. Gronau, A. Nippe, J. L. Rosner, Phys. Rev. D 47, 1988 (1993); M. Gronau and J. L. Rosner, Phys. Rev. D 49, 254 (1994).

62. F. Abe et al (CDF Collaboration), Phys. Rev. D 59, 032001 (1999).

63. T. Affolder et al. (CDF Collaboration), Phys. Rev. D 61, 072005 (2000).

64. T. Sjostrand et al., Computer Phys. Commun. 135, 238 (2001). We use version 6.216.

65. D. Usynin, Ph. D. thesis, University of Pennsylvania, 2005, FERMILAB-THESIS-2005-68.

66. H.G. Moser and A. Roussarie, Nucl. Instrum. Methods Phys. Res., Sect. A A384, 491 (1997).

67. D. Acosta et al. (CDF Collaboration) Phys. Rev. Lett. 96, 202001 (2006).

68. M. Okamoto, PoS LAT2005 (2005) 013, (hep-lat/0510113).

69. M.Cacciaro,M.Greco and P.Nason, JHEP 05:007, (1998)

70. K.Hagiwara et.al., Phys.Rev.D 66, 010001 (2002)

71. S.Godfrey and N.lsgure, Phys.Rev. D 94, 189 (1985)

72. D.Acosta et al, CDF Collaboration, Phys.Rev.Lett. 95 (2005) 031801

73. CDF Collaboration, F. Abeet al.: Phys. Rev. Lett. 74 2626 (1995); D0 Collaboration, S. Abachi et al.: Phys. Rev. Lett. 74 2632 (1995).

74. G.Bellettini,. V.Glagolev et al., "Measurement of the Top Quark Mass using the Minuit Fitter in Dilepton Events at CDF": FERMILAB-pub-05-564-e-td, сообщение ОИЯИ JINR-E1-2005-18, Apr 2005. 12pp.

75. G.Bellettini,. V.Glagolev et al., " Measurement of the Top Quark Mass using Neuitrino Phi Weighting Method in Dilepton Events at CDF": CDF/anal/top/public/7759, сообщение ОИЯИ JINR-E1-2005-129, Apr 2005. 12pp.

76. Ю.А.Будагов, В.В.Глаголев, И.А.Суслов, "Обзор по измерению массы топ кварка на установке CDF в протон-антипротонных столкновениях при y/S = 1.96 ТэВ.", ЭЧАЯ, 2007, том 38, выпуск 3

77. D. Acosta, et al.: Phys. Rev. D71, 032001 (2005);

78. The CDFII Detector Technical Design Report, Fermilab-Pub-96/390-Е.

79. C.S. Hill: Nucl. Instrum. Methods, A530, 1 (2004);

80. A. Sill, et al.: Nucl. Instrum. Methods, A447, 1 (2000); A. Affolder, et al.: Nucl. Instrum. Methods, A453, 84 (2000).

81. T. Affolder et al: Nucl. Instrum. Methods, A526, 249 (2004).

82. M. Albrow et al.: Nucl. Instrum. Methods, A480, 524-545 (2002); G. Apollinari et al.: Nucl. Instrum. Methods, A412, 515-526 (1998).

83. L. Balka, et al: Nucl. Instrum. Methods, A267, 272-279 (1988); S.R. Hahn, et al: Nucl. Instrum. Methods, A267, 351-366 (1988); 5. Bertolucci, et al: Nucl. Instrum. Methods, A267, 301-314 (1988).

84. G. Ascoli et al: Nucl. Instrum. Methods, A268, 33 (1988); T. Dorigo et al: Nucl. Instrum. Methods, A461, 560 (2001).I