Обнаружение процесса e+e- → D(*)D(*) при √s ∼ 10.6 ГэВ и его использование для изучения свойств очарованных мезонов тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

Федеральное Государственное Унитарное Предприятие Государственный Научный Центр Российской Федерации Институт Теоретической и Экспериментальной Физики им. А. И.

□030ВЭТ37

На правах рукописи

Углов Тимофей Валерьевич

Обнаружение процесса е+е~ —> ОМЮ^ при у/Е ~ 10.6 ГэВ и его использование для изучения свойств очарованных мезонов

Специальность 01 04 16 - физика ядра и элементарных частиц

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва 2007 г

003069737

УДК 539 12

Работа выполнена в ГНЦ РФ "Институт Теоретической и Экспериментальной Физики" г Москва

Научный руководитель

Официальные оппоненты

кандидат физ -мат наук П Н Пахлов (ГНЦ РФ ИТЭФ, г Москва)

доктор физ -мат наук В Б Гаврилов (ГНИ РФ ИТЭФ, г Москва)

доктор физ -мат наук А К Лиходед (ИФВЭ, г Протвино)

Ведущая организация

ИЯФ СО РАН (г Новосибирск)

Защита диссертации состоится 22 мая 2007 г в 11 часов на заседании диссертационного совета Д 201 002 01 в ГНЦ РФ ИТЭФ по адресу г Москва, ул Б Черемушкинская, д 25, конференц-зал института

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИТЭФ

Автореферат разослан 20 апреля 2007 г

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат физико-математических наук

В В Васильев

1. Общая характеристика работы

В диссертации описывается первое наблюдение процесса е+е~ —> —> £)(*)+£)(*)- при y/s ~ 10 6 ГэВ [1, 2, 3], а также оригинальный метод неполного восстановления двухчастичных процессов в е+е~ аннигиляции, применяемый для изучения свойств очарованных мезонов [4]

Экспериментальные данные, использованные для анализа, получены на установке Belle работающей на асимметричном е+е--кол лайд ере КЕКВ (г Цукуба Япония) в области энергии рождения Т(45)-резонанса

1.1. Актуальность темы диссертации

Процесс рождения тяжелых кварков хорошо описывается в рамках теории возмущений в КХД Такая возможность появляется благодаря малости константы сильного взаимодействия (а5 < 1) на шкале переданных импульсов порядка массы тяжелого кварка гад Дальнейшая эволюция системы (адронизация тяжелого кварка), приводящая к образованию мезонов и барионов, происходит на шкале энергий ~ АКХд, где qs ~ 1 Это делает невозможным вычисление адронизации в рамках теории возмущений Для ее описания используются различные феноменологические модели, например, описание процесса в терминах фрагментационных функций или эффективная теория тяжелого кварка С использованием последней было вычислено сечение процессов е+е~ —» £>(*)£)(*)) причем для процесса е+е~ —> D*D* предсказана поляризация £>*-мезонов в конечном состоянии Измерение сечений этих процессов при л/s ~ 10 6 ГэВ дает возможность осуществить экспериментальную проверку этих вычислений

Полулептонные распады В —7Гlu используются для определения элемента матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскавы \Vub\, который задает одну из сторон треугольника унитарности Согласованность углов и сторон последнего является проверкой предсказаний Стандартной Модели Форм-факторы переходов В —» 7г, необходимые для определения \Vui\, могут быть вычислены с использованием КХД на решетках, однако эти результаты нуждаются в экспериментальной проверке из-за большого

количества предположений, сделанных при расчетах Измерение форм-факторов D —* тг(К) переходов, также вычисляемых на решетках, дает возможность осуществить такую проверку

1.2. Цель диссертационной работы

Целью диссертации является обнаружение и измерение сечения процесса двухчастичного рождения пар очарованных мезонов в е+е~ аннигиляции, поляризации £>*-мезонов в конечном состоянии в этих процессах, а также разработка метода восстановления процессов двухчастичного рождения очарованных мезонов

1.3. Научная новизна

1 Впервые обнаружены процессы двухчастичного рождения очарованных мезонов е+е~ —> при л/s ~ 10 б ГэВ, измерены их сечения и поляризация Х)*-мезонов в конечном состоянии

2 Разработан оригинальный метод использования разности масс отдачи для неполного восстановления двухчастичных процессов в е+е~ан-нигиляции Реконструированные таким образом процессы были впервые использованы для исследования полулептонных распадов jD-мезонов, в частности, для измерения форм-факторов D —► К(п) переходов

1.4. Результаты, выносимые на защиту

1 Первое обнаружение процессов двухчастичного рождения очарованных мезонов е+е~ —» £)W+, результаты измерений сечений этих процессов и поляризации £)*-мезонов в конечном состоянии

2 Оригинальный метод использования разности масс отдачи для неполного восстановления двухчастичных процессов рождения узких ре-зонансов в е+е~ аннигиляции

3 Использование метода частичного восстановления процесса е+е~ —> _£)(*)+£)(*)- дЛЯ измерения форм-факторов D —> К(тг) переходов в полулептонных распадах D-мезонов

1.5. Апробация работы и публикации

Основные материалы, изложенные в диссертации, опубликованы в работах [1-4] Материалы, представленные в диссертации, докладывались на совещаниях сотрудничества Belle, многочисленных международ-

ных конференциях, включая FPCP 2003 (г Париж, Франция), EPS 2003 (г Аахен, Германия), DIS 2004 (Штребске Плесо, Словакия), Charm 2006 (г Пекин, Китай), ICHEP 2007 (г Москва, Россия) Разработанный метод неполного восстановления двухчастичных процессов использовался в опубликованных работах сотрудничества Belle, посвященных измерению относительных вероятностей полулептонных распадов очарованных мезонов и форм-факторов переходов D —* К я D —» 7г [4], а также для измерения сечения рождения пар D^-мезонов вблизи порога открытого чарма, используя излучение фотона в начальном состоянии

1.6. Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения пяти глав и заключения Ее объем 103 страницы, включая 32 рисунка и 12 таблиц Список цитируемой литературы состоит из 107 наименований

2. Краткое содержание диссертации Во введении описывается актуальность проблемы, формулируется тема исследования и приводится план расположения материала

В первой главе описываются основные процессы, в которых происходит рождение очарованных адронов и способы вычисления их сечений Также приведен теоретический обзор полулептонных и лептонных распадов £>-мезонов

Значительная масса тяжелых кварков (rriQ АКХд) предоставляет возможность естественного разделения процессов их рождения и взаимодействия с легкими кварками и глюонами внутри адрона Благодаря малости константы сильного взаимодействия as при q2 ~ tjiq рождение тяжелых кварков можно вычислить в рамках теории возмущений в КХД Рассматриваются следующие процессы

е+е- QQ, qq->QQ, gg -> QQ (1)

Их сечения в первом (лидирующем) порядке теории возмущений имеют вид

<т(е+е~~ - QQ) ~ c(gq -* QQ) = ^ (j^) 2 + р)s ± (2)

v{gg QQ) = ^ ~р [зад (р2 + 2V(P +1)) + 2(V - 2)(i + P)+

+p(6/>-JV2)]s~TCi£(/3)) (3)

где C{/3) — jj log (fzf ) — 2, N = 3 — количество различных цветов кварков, V = TV2 — 1 — размерность SU(N) калибровочной группы,

Прецизионные вычисления требуют учета более высоких порядков теории возмущений и оказываются сложными уже во втором порядке В качестве примера рассматривается одна из таких диаграмм — обмен глюоном в t-канале Показано, что при большйх энергиях процессы второго порядка могут давать доминирующий вклад в сечение рождения очарованных адронов

Образование адронов, содержащих очарованный кварк, происходит на величинах переданных импульсов, сравнимых с ККХд, поэтому его описание не может ограничиваться только теорией возмущений Одним из подходов к описанию непертурбативных эффектов является использование так называемой функции фрагментации, например, предложенной Петерсоном, Шлаттером, Шмиттом и Зервасом

dN _1__

dx ~ x\l-l/x-e/{l-x)]r содержащей единственный параметр е

тть^

---г, < 1 - х >~ yfe (5)

ml

Параметры фрагментационных функций могут быть зафиксированы из анализа одних экспериментальных данных и затем использоваться для описания других процессов

Для описания свойств адронов, содержащих тяжелый (с, Ъ) кварк, с успехом применяются эффективные теории Одной из наиболее распространенных моделей является эффективная теория тяжелого кварка (Heavy-Quark Effective Theory, HQET), которая описывает "мягкое" взаимодействие между одним тяжелым кварком и легкими партонами внутри мезонов (В, В*, D, D*, ) и барионов (Ль, Е&, )

Предполагая, что тяжелый кварк обладает малой виртуальностью, эффективная теория тяжелого кварка позволяет получить приближенный лагранжиан в виде

C-HQET = hviv Dshv + 0(l/mQ), (6)

4

где поле Ко описывает безмассовый фермион, ковариангная производная ¿1)^ = гЗм + содержит только мягкие глюонные поля, V — 4~скорость адрона, содержащего тяжелый кварк (у2 — 1)

Н(ЗЕТ использовалась для описания В —> переходов, где с ее помощью определялась величина элемента \Усь\ матрицы Кабибо-Кобаяши-Маскавы Одним из способов проверки модели Н(ЗЕТ в области переданных импульсов д2 > т2в является изучение процесса рождения пар О^-мезонов в е+е~ аннигиляции Вычисления, выполненные М Нойбертом и А Г Грозиным, для х — ч/в/то » 1 дают следующие результаты1

Ri R2

Rz Ri

2 RDÜ' = ZRD^di

Rdd = ~ |C\2

RDtn = f |C|2

mc

i-2-ь

mc

RDn>i = f mf,

(7)

(8) (9)

(10)

где Их — отношение сечення исследуемого двухчастичного процесса к сечению процесса е~е~

ß+ß при той же энергии, форм-факторы

являются функциями от v соотношением (11)

Г)

2 CF

f (ж) « 48я-

ßo

asf2 ln2x

In

ix2, и \C\ =

<Xs{mQ) ' 6 (ж) « -47Г

= (е/х2) г) задается (И)

а,/2 1

Ä2 x2

(12)

Ä3 ' Зависимости (10) показаны на рис 1

Таким образом, в области y/s ~ 10 6 ГэВ (х ~ 5 7) HQET предсказывает следующую иерархию сечений а(е+е~ —> D*+D*~) та сг(е4е~ —► D+D*~) » и(е4е_ ~ <т(е+е-

D+D-)

Вторая часть главы посвящена теоретическому обзору полулептон-ных распадов D-мезонов, в частности, распадов в псевдоскалярные мезоны

1 Индексами "Т" и "L" обозначены £>*-мезоны поперечной и продольной поляризации

Ю-1 Ю-2 Ю-3 10"4 Ю-5 10"6 Ю-7 10"8

6 8 10 12 14 16 18 20 X = 51/2/Ш0

Рис 1 Предсказания НС^ЕТ для сечений рождения очарованных мезонов в е+е~ аннигиляции

В общем случае переход 0~ —► О- описывается двумя форм-факторами, f+{q2) и /_(д2), причем в полулептонных распадах Г>-мезонов последний дает пренебрежимо малый вклад Зависимость ширины полулептонного распада -мезона от д~ задается следующей формулой

где — константа Ферми, а рж — импульс пиона в системе покоя £)° В модифицированной полюсной модели зависимость форм-фактора /т от (д2) имеет следующий вид

/+(0)

(1-92/<ге)(1-ар97<ге)'

где троге = ш(1?*) = 2 ПГэВ/с2 для распада .0° —> К~1+и и т^е = т(Ю*) — 2 01 ГэВ/с2 для распада

—1> 7г Полагая ар = 0, можно

получить простую полюсную модель

/+(0)

Во второй главе приведен обзор экспериментальных работ, посвященных изучению рождения очарованных мезонов в е+е~-столкновениях

/+(«*) = „ Л !_,2 Л, (14)

Приведены последние измерения функций фрагментации £>(*'-мезонов, выполненные сотрудничеством Belle

Также описываются измерения лептонных и полулептонных распадов D-мезонов Приводятся методы извлечения форм-факторов D К(тт) переходов и вакуумных констант fp+ и fD+

Третья глава содержит описание экспериментальной установки асимметричных накопительных колец КЕКВ, детектора Belle, системы триггеров для отбора различных физических процессов, а также используемой техники идентификации заряженных частиц Детектор Belle, схема которого приведена на рис 2, был оптимизирован для измерения СР-нарушения в распадах В-мезонов Элементы детектора цилиндрически-симметрично размещены вокруг точки взаимодействия пучков в магнитном поле напряженностью 1 5 Т Магнитное поле создается при помощи сверхпроводящего соленоида Основными компонентами детектора являются кремниевый вершинный детектор (SVD), дрейфовая камера (CDC), аэрогелевый детектор черенковского излучения (АСС), времяпролетная система (TOF), электромагнитный калориметр (ECL) на основе кристаллов CsI(Tl), сверхпроводящий магнит, а также слои мюонных камер (KLM), расположенных в ярме магнита Основные параметры элементов установки приведены в табл 1 Детектор покрывает телесный угол от 17° до 150° по полярному углу, что соответствует 92% от полного телесного угла Atî в системе центра масс е+е- пучков Универсальный характер установки позволяет проводить измерение редких распадов 5-мезонов, исследование свойств очарованных частиц, физики двухфотонных взаимодействий, распадов т-лептона, а также поиск физических явлений за пределами Стандартной Моде пи

Четвертая глава является основной в диссертации и посвящена изложению метода неполного восстановления двухчастичных процессов и анализу экспериментальных данных первому обнаружению процессов е+е~ —» £)М+£>М- при у's ~ 10 6 ГэВ, измерению их сечений и поляризаций 1?*-мезонов в конечном состоянии Оцениваются систематические ошибки Полученные результаты сравниваются с предсказаниями эффективной теории тяжелого кварка и пертурбативной КХД

Простейшим способом наблюдения процесса е+е~ —» D*+D*~ является полное восстановление обоих £)*-мезонов Его основной недостаток — чрезвычайно малая эффективность реконструкции процесса Частичная

KLM TOF

ч

Рис 2 Схематический вид детектора Belle

реконструкция исследуемого процесса, при которой восстанавливается лишь один из двух DW-мезонов в конечном состоянии, существенно повышает эффективность В этом случае процесс идентифицируется по пику в спектре масс отдачи к восстановленной частице

Mrec0,l(I?W) = yJiVi-EwY-p^ (16)

где s/s — полная энергия в системе центра масс (ЦМ), EDw и — энергия и импульс восстановленного D^-мезона в системе ЦМ Хотя эффективность метода частичной реконструкции в ~ 30 раз выше, чем при полном восстановлении, характерное разрешение в спектре масс отдачи (~ 50 МэВ/с2) не позволяет эффективно разделять различные конечные состояния (D^D*, D^D)

Для процессов е+е~ —> D*+D*~ и е+е~ —» D+D*~ существует компромиссное решение, позволяющее существенно подавить фон и разделить различные конечные состояния за счет незначительного уменьшения эффективности реконструкции В дополнение к восстановленному

Таблица 1 Параметры основных элементов детектора Belle

Элемент Тип Конструкция Параметры

детектора детектора

БУБ Двухсторонние кремниевые сенсоры Размер считывающего элемента 57 5 х 33 5 мм2 Размер кремниевого стрипа 25 (р) / 42 (п) мк стд2 ~ 80 мк

СБС Дрейфовая 50 слоев проволочного II

камера считывания (8400 каналов), = 0 3 + 1

(50% Не 3 слоя катодно-стрипового

50% С2Н6) считывания (1792 канала) VdE/dx = 6%

АСС Аэрогелевые пороговые 960 каналов в боковой области, Npe >6

черенковские 228 каналов в К/-^-разделение

счетчики торцевой области 12-35 ГэВ/с2

ТОГ Сцинтиллятор 128 ^сегментов г = 120 см, 1 = Зм ot = 100 пс, К/тг-разделение до 1 2 ГэВ/с2

ТЭС 60 ^-сегментов

ЕСЬ Кристаллы 6624 канала в <уЕ 0 066(%) Е ~ Е

Св1(Т1) боковой области, 1152 (+з) + 960 (-г) в торцевой области ®0 Щ%)/Е1'А ei 34(%) Рро$ = 05 см у/Е

КЬМ Плоско- 14 слоев Оф —

параллельные (5 см Ре + 4 см зазор) = од = 30 мрад

счетчики <Tt — 1 ПС

мезону реконструируется мягкий пион 7Г~гои) из распада второго (нере-конструированного) Х)*~-мезона Благодаря малому энерговыделению в распаде —* Отт~1гт} из импульса 7Г^ош удается извлечь дополнительную информацию об импульсе "родительского" '""-мезона Для этого было предложено использовать новую кинематическую переменную —

разность масс отдачи к комбинации и к Пкандидату

ДМгес01] = Мгесш1(£М+) - Мгес01,(£М+тг^), (17)

далее именуемую "разность масс отдачи" Спектр ДМгесо11 для изучаемого процесса имеет узкий пик вблизи разности табличных масс Мрцс{0*+)-Мроа{О0) Хорошее разрешение по ДМгесо 11 объясняется сокращением ошибок, связанных с конечным разрешением по импульсу реконструированного -мезона Как показывает анализ событий, полученных при моделировании процесса методом Монте Карло, разрешение <тдмгеС01, составляет ~ 1 МэВ/е2 Требование

IДМгес01, - (М£5С - М§РС) | < 2 МэВ/с2 (18)

позволяет практически полностью подавить комбинаторный фон, а также разделить процессы е+е- —> П*+Б*~. е+е" 1)*+£>~ и нерезонансные многочастичные процессы е+е~ —> Г)*"1" £>(£;)7Г, как показано ниже

Данные, использованные в работе, были набраны при энергии рождения Т(45)-резонанса и в близлежащем континууме и соответствуют интегральной светимости 89 фб-1 £>+-кандидаты реконструировались в канале К~1т+тг+ с сигнальной областью ±15 МэВ/с2 относительно табличной массы £>+-мезона Г>*+-кандидаты были восстановлены в канале Г>°7г+ (| М{Б*+)-

-М™с\ < 2 МэВ/с2), кандидаты — в каналах К~ж+ и К~7т+п+тг~ (±15

МэВ/с2 и ±10 МэВ/с2, соответственно) Разрешение по массе отдачи каждого /^-кандидата было улучшено примерно в 1 5 раза с помощью подгонки всех составляющих его частиц в общую вершину и в табличное значение массы ^-кандидата

Спектр Мтест](В*+) для событий, удовлетворяющих описанным выше критериям отбора, приведен на рис 3 Широкий отчетливый пик наблюдается вблизи табличного значения массы £)*~-мезона В области А^тесс»! < 2 1ГЭВ/С2, далее рассматриваемой как сигнальная, находится около 800 событий События, сопровождаемые излучением фотона в начальном состоянии (/5Д), сдвинуты в область больших масс отдачи и, таким образом, частично исключены из рассмотрения

Основные источники фона могут быть разделены на три класса I Случайные комбинации треков, приводящие к образованию ложного 1?*+-кандидата Этот фон не может дать пик ни в спектре М(£)°7г+),

1 I

0

1

200

100

О —.—(- . ' -ггГч I '---1 ТТ'-? -1 -и-1

16 18 2 2 2 24 ИМ(О') веУ/с?

Рис 3 Спектр Мгесш 1(-0*+) для процесса е+е~ —> Функция, по-

лученная в результате подгонки, описанной в тексте, обозначена непрерывной кривой Вклад событий с излучением 1ЯК фотона обозначен штриховой линией, вклад фона показан пунктиром

-1 -05 0 05 1

совфгал.гес

Рис 4 Зависимость сов(ф)(0*ес) от соз(^)(Ц"10П_гес) для процесса е+е

ни в спектре АМТСС01\ Численная оценка фона этого типа была получена с помощью изучения событий из контрольных областей D*+-кандидата (2 016 ГэВ/с2 < M{D°tt+) < 2 02 ГэВ/с2) Верхний предел на вклад фона (I) составил 3 события на 90% уровне достоверности (далее — "на 90% у д")

II Процесс е+е~ —* D*+D(k)n~, к = 0,1 Такие события содержат реальный £>*+-мезон и поэтому формирую! пик в спектре M(D°7г+), однако не образуют пика в спектре ДМгесои, поскольку 7Г_-мезон рождается не из распада £>*~-мезона Верхний предел на фон этого типа, полученный при изучении событий из контрольных областей ДМгес01 соответствовал 9 событиям на 90% у д

III Процесс е+е~ —* D*+D*~(к)тт, где к > 1 Эти события образуют пик как в спектре M(D°7Г+), так и в спектре AMreC0ib однако спектр A^recoii {D*+) Для них сдвинут в область больших значений по сравнению со спектром сигнальных событий как минимум на M,г Из-за конечного разрешения детектора часть таких событий попадает в сигнальную область Оценка этого фона проводилась с помощью подгонки спектра A^recoii {D*+) Сигнальная функция представляла собой сумму функции Гаусса и асимметричной функции, описывающей вклад событий, сопровождавшихся излучением фотона в начальном состоянии Фон (III) описывался пороговой функцией а (х — Mp?-G — M^ODG)0 И сигнальная, и фоновая функции были свернуты с функцией разрешения детектора В результате подгонки было найдено число сигнальных событий, равное 815 ± 28 Вклад фоновых событий (III) в области <21 ГэВ/с2 составил < 2 событий на 90% у д

Таким образом, суммарный фон в области Mrec0ii < 2 1 ГэВ/с2 составил менее 14 событий на 90% у д Вклад фона пренебрежимо мал по сравнению с сигналом, и в дальнейшем все события в этой области рассматривались как сигнальные, а вклад фона внесен в систематическую ошибку

Эффективность восстановления процесса зависит от поляризации как восстановленного, так и невосстановленного £>*-мезона, что объясняется быстро меняющейся с импульсом эффективностью восстановления Ttsimu от распада D* —у Dir Поэтому при определении сечения использовался угловой анализ Угол поляризации реконструированного £>*+-мезона определялся как угол между импульсами 7г+-мезона и системы центра

масс е+е~, вычисленными в системе покоя £>*+-мезона Угол поляризации невосстановленного £?*~-мезона вычислялся аналогично, при этом 4—импульс невосстановленного £>*~-мезона определялся из соотношения

P(D-) = Р(е+е~) - P{D*+) Зависимость cos <t>(D*rec) от cos ф{В*поп_гес)

для событий из области Мттп\ <21 ГэВ/с2, прошедших все критерии отбора, представлена на рис 4 Число событий, соответствующих конечным состояниям Б^От, -Су-СЬ и ^ь^Ъ определялось с помощью подгонки приведенной двумерной зависимости суммой вкладов, соответствующих возможным конечным состояниям Вид функций, описывающих каждое из таких состояний фиксировался из моделирования Результаты подгонки приведены в табл 3

Сечение процесса е+е~ —► О'* £)*"" измерялось аналогичным способом .О^-мезон восстанавливался полностью, от распада £>*~-мезона реконструировался только Спектр МгесотК-С4") событий, удовлетворяющих требованию '¡ДМгес011 - {МРОС{В*~) - Мрцвф0))| < 2МэВ/с2, приведен на рис 5

Рис 5 Спектр Мгесо1 для процесса е+е~ —* 1>+£>*~ Функция, полученная в результате подгонки обозначена непрерывной кривой Вклад событий с излучением фотона в начальном состоянии обозначен штриховой линией, вклад фона показан пунктиром

Q -:--i—........•* '"-Г-г-1

и 1.6 18 2 2.2 2 4 RM(D+) GeV/c?

Вклад источников фона (1)-(Ш) оценивался аналогично случаю про-

цесса е+е~ —> В*+В*~ Для фона (I) верхняя оценка составила 7 событий, фона (II) — 4 события, фона (III) — 2 события, а величина сигнала, полученная из подгонки спектра МтеС0\\{В+), составила 423 ± 20 событий Суммарный фон в области MreC011 < 2 1 ГэВ/с2 составил менее 16 событий Все верхние пределы приведены на 90% у д

Рис 6 Зависимость числа событий е+е —» В+В' от поляризационного угла 1?*+ мезона

Сечение процесса е+с~ —> Б+В*~ определялось с помощью углового анализа Зависимость числа событий от сое ф{Щт~гес) Для области МгеС011 <21 ГэВ/с2, представлена на рис 6 Результаты подгонки (число событий, соответствующих В*ТВ и В\В конечным состояниям2) приведены в табл 3

При изучении процесса е+е~ —> В+В*~ фон в области Мкст\{В+) < 2.1 ГэВ/с2 был сильно подавлен благодаря использованию (18) Поскольку метод разности масс отдачи неприменим для изучения процесса е+е~ -В~, последний идентифицировался по пику в спектре масс отдачи к восстановленному £>+-мезону без восстановления 7г,гот, при этом фон от событий, в которых 1)+-кандидат образован случайной комбинаций треков, оказался значительным (~ 20%) Спектр Мтесо1\(В+) для этого

2Продесс е+е~ —» запрещен в однофотонной аннигиляции, тем не менее учитывалась

возможность вклада двухфотонного процесса е+е~ —> 77 —♦

фона определялся экстраполяцией количества событий из контрольных интервалов по массе восстановленного 1)+-кандидата в сигнальную область Спектр МгеСо1](-0+) после вычитания этого фона представлен на рис 7 Широкий пик в области Мтес0й(О+) ~ гГэВ/с2 обусловлен сигналом от процесса е+е~ —+ Сигнал от процесса е+е~ —> И+0~ не наблюдается Оценка выходов процессов е+е~ —► и е+е~ —► £)+£>*- П0ЛуЧена с помощью подгонки спектра Мтеаа1\{В+) Вид функций, использованных для описания сигналов процессов е+е~ —> и е^е" —> получен из моделирования Фон от нерезонансного процесса е+е~ —£)+£>М(А:)тг параметризовался функцией а (х — Мрва{В~) — Мроо(7г°))0, где а и /? являлись свободными параметрами при подгонке Результирующая функция была свернута с разрешением детектора События с Мгесш1(Т>+) > 2 25ГЭВ/С2 не рассматривались при подгонке из-за возможного вклада процессов е+е~ —+ И^И** в эту область Результаты подгонки приведены в табл 3

ПМ(й+) веУ/с?

Рис 7 Спектр Мгес01{(£^) Непрерывная кривая соответствует результатам описанной в тексте подгонки Штриховая кривая обозначает фон Пунктиром показан вклад процесса е+е~ —» В+П~ со значением сечения, соответствующем верхнему пределу на 90% уровне достоверности

Основные источники систематической ошибки в определении сечения для процессов е+е~ £)(*)+£)(*)- приведены в табл 2 Наибольший

вклад в систематическую ошибку дают неопределенность в эффективности восстановления трека и ошибка в величине относительной вероятности распада -мезонов Значение неопределенности в эффективности восстановления трека получено из сравнения результатов реконструкции эталонных процессов на данных и полученных моделированием методом Монте Карло Систематическая ошибка соответствует расхождениям в эффективности восстановления

Таблица 2 Основные источники систематической ошибки в определении сечения процессов е+е_ —► £>М+£)М-

Источники ошибки е+е- -ч. е+е"

Эффективность

восстановления трека 9% 8% 6%

В(£>М) 4% 8% 8%

Подгонка 5% 5% -

К/7г идентификация Вклад фона 1 + го 2% +-1% 2%

Оценка

форм-факторов 1% 1% 1%

Суммарная ошибка 11% 13% -

Борновские сечения3 процессов е^е —> Г>М+.Е>М были вычислены следующим образом

N

где Мгес — число восстановленных событий в конечном состоянии, £ — интегральная светимость, а /6орн вычисляется в рамках КЭД для учета излучения фотона в начальном состоянии Для определения эффектив-ностей восстановления событий (е) использовалось моделирование процессов методом Монте Карло при этом учитывались относительные вероятности распада мезонов в конечные состояния, использованные для восстановления Значения борновских сечениий приведены в табл 3

3 Соответствующие процессам без излучения фотонов в начальном состоянии

Таблица 3 Значения измеренных сечений и теоретические предсказания Верхние пределы установлены на 90% уровне достоверности

Процесс Число Борновское Предсказ Предсказ

событий сечение, пб HQET, пб ПКХД, пб

eTe~ -> ci-15 < 0 02 ~0 05

е-е~ Z?f 708 ± 36 0 55 ±0 03 ±0 07 ~3 0 0 35

е+е- - Di+Dl~ 4+18 < 0 02 ~0 1

-» D^D'f запрещен запрещен

ere~ -* D^D*rf 433 ± 24 0 62 ± 0 03 ± 0 09 ~30 0 70

e+e~ 27* —

->D+Di -1 5±22 < 0 006 0 07

e+e —» 27* —'

D+D'T 0 02

D+D~ -13 ± 24 < 0 04 ~ 0 006 0 10

Измеренные сечения процессов е+е~ —* Г>у+ и е+е- —► в

3-4 раза меньше значений, вычисленных в рамках НС^ЕТ Установленные верхние пределы на сечения процессов е+е~ —► -Оу4"/?^- и е+е~ —> ^Г^Г" также в 2-5 раз ниже значений, предсказанных НС^ЕТ, однако иерархия измеренных сечений ст(е+е~ —» к. <т(е+е~ —* »

о-(е+е- ~ о-(е+е~ -» £>2+£>Г) » 0"(е+е- £>+£>-) нахо-

дится в согласии с предсказаниями НС^ЕТ

После публикации работы [1] сечения процессов е+е~ —► были вычислены в рамках пертурбативной КХД Сечения а(е+е~ —> и а(е+е~ —> £>*~) оказались в хорошем согласии с измеренными значениями, однако поляризации £>*-мезонов в конечном состоянии описываются неудовлетворительно предсказанная доля событий е+е~ —> О?"в процессе е+е~ —> П*+составляет всего 65 2%, в то время как измерения дают значение > 92% Вычисленное в рамках пертурбативной КХД сечение процесса е+е~ —> В+Ю~ в два раза выше установленного верхнего предела Дополнительно в рамках пертурбативной КХД было вычислено сечение процесса е+е~ —► в двухфотонной аннигиляции (е+е" 27* П+В^'), которое в 3 раза

превышает установленный верхний предел

Таким образом, вычисления, выполненные в рамках как НОЕТ, так и пертурбативной КХД, не дают удовлетворительного описания процессов двухчастичного рождения очарованных мезонов, и, более того, противоречат друг другу Для интерпретации экспериментальных данных необходимы новые теоретические исследования

В пятой главе описывается использование метода неполного восстановления двухчастичных процессов для исследования полулептонных распадов 1?-мезонов

Изучение полулептонных распадов 1)0-мезонов затруднено невозможностью регистрации нейтрино В традиционном методе восстанавливаются все частицы, родившиеся в распаде 23°-мезона, кроме нейтрино, а сам распад таггируется пионом от распада —» В0тт^1т1) Сигнал выделяется по пику в спектре разности масс ДМ = М(К~С+-к*1(УШ) — М(К~£+) вблизи табличной разности масс АМрос = М£Р+в - М£Рв Поскольку импульс нейтрино не учитывается при вычислении АМ, сигнальный пик оказывается широким, что приводит к значительному комбинаторному фону Метод не позволяет эффективно выделять распады В0 —* на фоне преобладающего распада £)° —► К"£+и Разра-

ботанный нами метод дает возможность вычислить импульс нейтрино с высокой точностью, его использование позволяет не только вычислить <72, но и кинематически разделить распады £>° —> ■п~£~г1/ и —> К~1~у Как было показано в предыдущей главе, неполное восстановление процесса е+е~ —+ £)(*)£)*+ позволяет эффективно выделять сигнальные события без восстановления £?°-мезона Его импульс в системе центра масс вычисляется по формуле

Разрешение по импульсу невосстановленного £)°-мезона было дополнительно улучшено с использованием специально разработанной процедуры 'обратной подгонки", при которой импульсы восстановленных частиц поправлялись таким образом, чтобы Мтесоц(П^) приняла значение а поправки к импульсу минимизировались с использованием

pDо =r -pDM - р,+

slow

(20)

Восстанавливая также лептон и каон(пион) из распада D0

—» К~(7г-)^г/, можно вычислить импульс и энергию нейтрино

Ри = рЪ° - Йг-(»г-) - Ре+, Еи = Ео0 - ~ (21)

Распад В0 —► К~(тг~)£+1/ идентифицируется по пику вблизи нуля в спектре т1 = Е1- ри2

О 14000 12000 О 10000 (Л 8000 § 6000 g 4000 2000

°1 84 1 85 1 86 1 87 1 88

invariant mass / GeV/c2

Рис 8 Спектр масс невосстановленного D0 -мезона

Рис 9 Квадрат массы нейтрино для процесса —»7г е+р

На практике для увеличения статистики к двухчастичным процессам е+е~ —> ГУ*Ю*~ добавлялись также процессы рождения пары Б(-*')0*+, сопровождающиеся образованием одного или нескольких пионов(каонов), возникающих при фрагментации и зарегистрированных детектором Процедура таггирования 2?°-мезона при этом остается неизменной Спектр Мо° после ''обратной подгонки" приведен на рис 8 События, содержащие £>°-мезон, образуют отчетливый пик с разрешением ~ 1МэВ/с2 в

области, соответствующей табличной массе £>°-мезона Несмотря на увеличение фона в спектре масс невосстановленного £>°-мезона после добавления многочастичных процессов, сигнал в спектре та2 остается чистым На рис 9 показан спектр m2 для распада D0 —► -K~e+v Четкий узкий пик в области ml = 0 соответствует сигналу от распада D° —> Фон

от распадов D0 —► К~е+и сдвинут в сторону бблыиих m2 и практически не попадает в область пика

Применение предложенного метода позволило измерить форм-факторы D —» K(iг) переходов в точке q2 = 0 с рекордной точностью /+"(0) = 0 695 ± О 007 ± 0 022, /£(0) = 0 624 ± 0 020 ± 0 030. Получена также зависимость форм-факторов от g2 = (Ее + Еи)2 — {pe+pv)2, оказавшаяся в хорошем согласии с предсказаниями КХД на решетках

В заключении еще раз кратко сформулированы основные результаты диссертации

1 Впервые обнаружен процесс двухчастичного рождения пары очарованных мезонов без дополнительных частиц в конечном состоянии в е+е~ столкновениях при энергии в системе центра масс y/s ~ 10 6 ГэВ

2 Впервые измерены сечения процессов е+е~ —► D*+D*~ и е+е~ —> D+D*~ при энергии в системе центра масс -уis ~ 10 б ГэВ Борновское сечение процесса е+е~ —» D*+D*~ оказалось равным (0 55 ±0 03 ±0 07) пб, а процесса е+е~ D+D*~ - (0 62 ± 0 03 ± 0 09) пб

3 Установлен верхний предел на сечение процесса е+е~ —► D+D~ при энергии в системе центра масс y/s ~ 10 6 ГэВ (борновское сечение < 0 04 пб на уровне достоверности 90%)

4 Измерены поляризации £>*-мезонов в конечном состоянии в указанных процессах В случае е+е~ —* D*+D* "доминирующим процессом оказался е+е~ -* Dp'D^, а для е+е~ -» D+D*~ — процесс е+е~ D+D*T~

5 Полученные сечения в несколько раз меньше предсказанных в рамках HQET В то же время, иерархия сечений сг(е+е~ —> D*+D*~) ~ а(е+е~ —> D+D*~) сг(е+е~ —* D+D~) согласуется с предсказаниями теории Результат вычислений, сделанных в рамках пертурбативной КХД, согласуются с измеренными сечениями процессов е+е~ —► D*+D*~ и е+е~ —» D+D*~, однако существуют значительные расхождения в поляризации -D'-мезонов в конечном состоянии, а вычисленное сечение процесса е+е~ —> D+D~ в два раза выше установленного верхнего предела

6 Разработан оригинальный метод использования разности масс от-

дачи для неполного восстановления двухчастичных процессов рождения частиц в е+е~аннигиляции Применение разработанного метода дает возможность значительно подавить комбинаторный фон, а также разделить конечные состояния исследуемых процессов

7 Предложен метод изучения полулептонных распадов .D-мезонов с помощью неполного восстановления процесса е+е~ —> который

позволил измерить форм-факторы D —+ К{тт) переходов с рекордной точностью

Публикации автора по теме диссертации

[1] Т Uglov, et al (Belle Collaboration), "Measurement of the e+e~ —>

cross-sections", Phys Rev D 70, 071101 (2004)

[2] К Abe, , T Uglov (Belle Collaboration), "Measurement of the e+e~ —> D'^D*' cross-sections", Proceedings of International Europhysics Conference on High-Energy Physics (HEP 2003), Aachen, Germany, 17-23 Jul 2003 Published m Surveys High Energ Phys , 18 221-232 (2003)

[3] T Uglov (for the Belle collabration), "Measurements of e+e- —»

and (cc)(cc) processes at BELLE", Proceedings of International Workshop on Deep Inelastic Scattering (DIS 2004), Strbske Pleso, Slovakia, 14-18 Apr 2004 Published in *Strbske Pleso 2004, Deep inelastic scattering* 869-873 (2004)

[4] L Widhalm T Uglov et al (Belle Collaboration)"Measurement of —> t;Iv{KIv) Form Factors and Absolute Branching Fractions", Phys Rev Lett 97, 061804 (2006)

Подписано к печати 13 04 07 г Формат 60 х 90 1/16

Уел печ л 1,5 Уч -изд л 1,1 Тираж! 00 экз Заказ 529

Отпечатано в ИТЭФ, 117218, Москва, Б Черемушкинская, 25

Оглавление

Введение

1 Рождение и распады очарованных адронов

1.1 Рождение с-кварка в пертурбативной КХД

1.1.1 Лидирующий порядок теории возмущений.

1.1.2 Поправки следующих порядков.

1.1.3 Глюонный обмен в t-канале.

1.2 Фрагментация с-кварка в очарованные адроны.

1.3 Эффективная теория тяжелого кварка.

1.3.1 Лагранжиан эффективной теории тяжелого кварка.

1.3.2 Использование эффективной теории тяжелого кварка для вычисления сечений рождения очарованных мезонов в е+е~ аннигиляции.

1.4 Распады очарованных мезонов.

1.4.1 Лептонные распады.

1.4.2 Полулептонные распады.

2 Экспериментальный обзор

2.1 Рождение очарованных мезонов в е+е~ аннигиляции.

2.2 Лептонные распады очарованных мезонов.

2.3 Полулептонные распады очарованных мезонов.

3 Экспериментальная установка

3.1 Коллайдер КЕКВ.

3.2 Детектор Belle.

Оглавление

3.2.1 Вершинный детектор.

3.2.2 Дрейфовая камера.

3.2.3 Аэрогелевый детектор Черепковского излучения.

3.2.4 Система измерения времени пролета частиц.

3.2.5 Электромагнитный калориметр.

3.2.6 Мюонная система.

3.2.7 Триггерная система.

3.2.8 Идентификация заряженных треков

3.2.9 Моделирование детектора

4 Измерение сечения процесса е+е- DM+DM

4.1 Метод.

4.2 Отбор событий.

4.3 Монте Карло моделирование сигнальных событий

4.4 Изучение процессов е+е~ -* D*+D*~ и е+е~ —» D+D*~.

4.4.1 Оценка фона для процесса е+е~~ —* D*+D*~.

4.4.2 Угловой анализ и определение сечения процесса е+е" D*+D*~.

4.4.3 Оценка фона для процесса е+е~ —► D+D*~.

4.4.4 Угловой анализ и определение сечения процесса е+е~ —► D+D*~

4.4.5 Определение сечения без учета поляризаций 1?*-мезонов в конечном состоянии.

4.4.6 Изучение систематических ошибок.

4.5 Изучение процесса е+е~ —> D+D~.

4.5.1 Измерение сечения.

4.5.2 Изучение систематической ошибки.

4.6 Выводы и обсуждение результатов

5 Метод изучения полулептонных распадов D-мезонов

5.1 Метод.

5.2 Отбор событий.

5.3 Измерение абсолютных вероятностей распадов D0 —> К~(тг~)£+и

5.4 Измерение форм-факторов D —► К{уг) переходов.

Идея существования с-кварка, впервые была высказана в 1964 году [1], что позволило достичь симметрии между известными на тот момент лептонами и кварками. Шесть лет спустя появилась теоретическая статья Глэшоу, Иллиопулоса и Майа-ни [2]. В ней с помощью введения с-кварка было дано теоретическое объяснение малой разности масс Ks и Я^-мезонов и малой вероятности распада KL —>

В 1974 году одновременно на двух ускорителях в США (на протонном синхротроне в Брукхевене и на электрон-позитронном коллайдере в Стэнфорде) был открыт новый мезон с массой около 3.1 ГэВ/с2. Каждая экспериментальная группа дала мезону свое название. Коллаборация из Брукхевена, возглавляемая С. Тин-гом, назвала ее J [3], а Стэнфордская группа во главе с Б. Рихтером дала вновь открытой частице название ф [4]. Таким образом, за новым мезоном закрепилось двойное название J/ф. В настоящее время надежно установлено, что J/ф — это векторный мезон, являющийся основным состоянием пары из с и с-кварков. Поскольку J/ф содержит одновременно и с и с кварки и, таким образом, не несет очарования, он получил название мезона со "скрытым очарованием".

Два года спустя были открыты мезоны с "открытым очарованием", содержащие только один очарованный кварк, получившие название D°, D+ и Д^мезонов1 Скалярные мезоны D0 и D+ (основные состояния2 пар кварков ей и cd, соответственно) были открыты в 1976 году [5, 6] в эксперименте MARK I на ускорителе SPEAR. Основное состояние cs, получившее название D+ мезон, было впервые обнаружено в 1983 году в канале распада Dj —> [7] на установке CLEO [8]. Вскоре это открытие было подтверждено группами TASSO [9] и ARGUS [10], причем коллаборация ARGUS восстановила этот мезон не только в канале распада

1Da-мезон, представляющий собой связанное состояние пары с и s-кварков, первоначально обозначался буквой F.

2В дальнейшем для обозначения и ^-состояний пары кварк-антикварк cq, где q- легкий антикварк (й, d, s) будет использоваться термин "основное состояние".

D+ —> но и в канале Df —> фтт+п~,к+.

Векторные мезоны3 D*+ и D*0, открытые в 1976 году на установке MARK I [11], могут распадаться как за счет сильного взаимодействия D* —> Dn, так и посредством электромагнитного D* —> Dy. Для системы cs кварковая модель предсказывает векторное состояние £>*, аналогичное состоянию D* для системы cu(d). Распад D*a-мезона на псевдоскалярный Д-мезон и пион нарушает закон сохранения изотопического спина, поскольку начальное состояние обладает нулевым изоспином, а конечное за счет изоспина пиона имеет 1 = 1. Однако, распады нарушающие закон сохранения изоспина не запрещены абсолютно, хотя их вероятность очень мала. К увеличению относительной вероятности распада D*s+ —> D+тг0 приводит подавление основного канала распада D*s+ —> Df 7 в силу деструктивной интерференции двух процессов. Радиационный распад D* —> D+ 7 был впервые зарегистрирован группой ARGUS [12]. В 1995 коллаборация CLEO обнаружила распад D*+ —> D+7Г° [13], относительная вероятность которого оказалась значительно меньше, чем вероятность радиационного распада.

Для возбужденных состояний очарованных мезонов с орбитальным моментом L = 1 предсказывается существование триплета состояний, соответствующего сумме орбитального момента L = 1 и спина s = 1 системы cq, и синглета, соответствующего сумме L = 1 и s = 0 системы cq. Согласно спиновой симметрии тяжелых кварков, свойства Р-волновых мезонов (L = 1) определяются, в основном, полным угловым моментом легкого кварка: jq = L + sq, где sq — спин легкого кварка. В пределе бесконечно тяжелого очарованного кварка эти четыре состояния (триплет и синглет) образуют два дублета с jq = 1/2 и jq = 3/2 соответственно. Р-волновые мезоны распадаются, в основном, двухчастично: D** —> D^it и D** —» D^K. В этом случае законы сохранения углового момента и четности определяют для каждого состояния разрешенные каналы распада и разрешенные волновые состояния [14, 15]. Члены дублета jq = 1/2 могут распадаться в 5-волне и, таким образом, являются широкими, в то время как состояния с jq = 3/2 распадаются только через .D-волну и, следовательно, являются узкими (Г ~ 20МэВ/с2). Все шесть ожидаемых узких состояний (jq = 3/2) были зарегистрированы в экспериментах ARGUS [16,17,18, 19, 20, 21, 22] и CLEO [23, 24, 25, 26, 27, 28]. Широкие состояния cq, q = u,d с jq = 1/2 были открыты коллаборацией Belle в 2004 году [29]. В 2003 году коллаборация ВаВаг обнаружила узкий пик в зависимости

3 Состояния 3Si пар Ыи ей. числа реконструированных D+7Г° комбинаций от инвариантной массы [30]. Узкое состояние, распадающееся на D*s7г°, было вскоре зарегистрировано коллаборацией CLEO [31]. Для этих cs состояний с jq = 1/2 распад на D^K запрещен по закону сохранения 4-импульса. Для них основной модой является изоспин-нарушающий процесс D** -+ D^it, что является причиной малой ширины этих резонансов. Более подробно ознакомиться с историей открытия очарованных частиц можно, например, в [32].

Таким образом, в настоящее время экспериментально наблюдались все состояния очарованных мезонов со значениями углового момента L = 0,1. Тем не менее теоретическое описание процессов рождения очарованных мезонов все еще требует уточнения. Если рождение с-кварка в е+е~-аннинигиляции или при распаде 6-кварка удовлетворительно описывается в рамках пертурбативной КХД или электрослабой теории, то последующая адронизация поддается только феноменологическому описанию.

Долгое время загадку представляли собой времена жизни очарованных мезонов. Теоретические оценки, базирующиеся, в основном, на спектаторных моделях предсказывают сравнимые времена жизни всех очарованных адронов, в то время как эксперимент показывает, что, например, D+-мезон живет примерно в 10 раз дольше чем Г2с-барион и в 2.5 раза дольше чем £)°-мезон. Тщательное изучение этой проблемы привело к отказу от наивных спектаторных моделей слабого распада и осознанию необходимости учета интерференции конечных состояний и диаграмм W-обмена для описания распадов очарованных частиц.

Темой диссертации является обнаружение и измерение сечения процесса двухчастичного рождения пар очарованных мезонов е+е~ аннигиляции, поляризации .D"-мезонов в конечном состоянии в этих процессах, а также разработка метода восстановления процессов двухчастичного рождения очарованных мезонов и его использование для изучения полулетпонных распадов £)-мезонов.

Экспериментальные данные, использованные для анализа, получены на установке Belle [33, 34], работающей на асимметричном е+е~-коллайдере КЕКВ [35] (Япония, г. Цукуба) при энергии рождения Т(45)-резонанса и в контрольной области на ЗОМэВ/с2 ниже порога рождения В В пар.

На защиту выносятся следующие вопросы:

1. Первое обнаружение процессов двухчастичного рождения очарованных мезонов е+е —> £)(*)+£)М , результаты измерений сечений этих процессов и поляризации £>*-мезонов в конечном состоянии.

2. Оригинальный метод использования разности масс отдачи для неполного восстановления двухчастичных процессов рождения узких резонансов в е+е~ аннигиляции.

3. Использование метода частичного восстановления процесса е+е~ —> £>(*)+£)(*)- для измерения форм-факторов D —► К(п) переходов в полулеп-тонных распадах D-мезонов.

Основные материалы диссертации опубликованы в работах [36, 37]. Результаты, представленные в диссертации, докладывались на совещаниях международного сотрудничества Belle, а также многочисленных международных конференциях, включая EPS 2003 (г. Аахен, Германия) [38], DIS 2004 (Штребске Плесо, Словакия) [39], ICHEP 2006 (г. Москва, Россия).

Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения.

4.6 Выводы и обсуждение результатов

В работе приведены результаты первого измерения сечения процессов е+е~ —> D+Df и е+е- —► поставлен верхний предел на сечение процессов е+е- —>

D*/D*T~, е+е~ е+е" D+D*L~ и е+е~ D+D~. Численные значения всех измеренных сечений, а также теоретические предсказания, сделанные в рамках HQET [64], приведены в таблице 4.7. Первая ошибка экспериментального

Заключение

Данная работа основана на экспериментальных данных, полученных на установке Belle (КЕК), работающей на асимметричном е+е--коллайдере КЕКВ (Япония, г, Цукуба) при энергии рождения Т(45)-резонанса и в контрольной области на 30 МэВ/с2 ниже порога рождения bb пар.

Получены следующие результаты:

• Впервые обнаружен процесс двухчастичного рождения пары очарованных мезонов без дополнительных частиц в конечном состоянии в е+е~ столкновениях при энергии в системе центра масс \/s ~ 10.6 ГэВ.

• Впервые измерены сечения процессов е+е~ —> D*+D*~ и е+е~ —> D+D*~ при энергии в системе центра масс \fs ~ 10.6 ГэВ. Борновское сечение процесса е+е~ —► D*+D*~ оказалось равным (0.55 ± 0.03 ± 0.07) пб, а процесса е+е~ —> D+D- (0.62 ± 0.03 ± 0.09) пб.

• Установлен верхний предел на сечение процесса е+е~ —* D+D~ при энергии в системе центра масс л/s ~ 10.6 ГэВ (Борновское сечение < 0.04 пб на уровне достоверности 90%).

• Измерены поляризации 1)*-мезонов в конечном состоянии в указанных процессах. В случае е+е~ —> D*+D*~, доминирующим процессом оказался е+е- D^D*l~, а для е+е~ —► D+D*~ — процесс е+е~ что хорошо согласуется с предсказаниями HQET.

• Полученные сечения в несколько раз меньше предсказанных в рамках HQET. В то же время, иерархия сечений а(е+е~ —► D*+D*~) ~ а(е+е~ —* D+D*~) > а(е+е~ —> D+D~) согласуется с предсказаниями теории. Результат вычислений, сделанных в рамках пертурбативной КХД, согласуются с измеренными сечениями процессов е+е~ —> D*+D*~ и е+е~ —> D+D*~, однако существуют значительные расхождения в поляризации £)*-мезонов в конечном состоянии, а вычисленное сечение процесса е+е~ —> D+D~ в два раза выше установленного верхнего предела.

• Разработан оригинальный метод использования разности масс отдачи для неполного восстановления двухчастичных процессов рождения частиц в е+е~ аннигиляции. Применение разработанного метода дает возможность значительно подавить комбинаторный фон, а также разделить конечные состояния исследуемых процессов.

• Предложен метод изучения полулептонных распадов D-мезонов с помощью неполного восстановления процесса е+е~ который позволил измерить форм-факторы D К (к) переходов с рекордной точностью.

Благодарности

В первую очередь хочу выразить глубокую признательность своему научному руководителю Павлу Николаевичу Пахлову за постановку интересных задач, создание стимулирующей научной атмосферы и постоянное внимание к моей работе.

Я благодарен Г. В. Пахловой, советы которой очень помогли мне при подготовке текста диссертации.

Я благодарен своим коллегам из ИТЭФ и ИЯФ Т. А.-Х. Аушеву, В. В. Балагуре, И. М. Беляеву, М. В. Данилову, А. Г. Друцкому, Р. В. Кагану, Д. В. Ливенцеву, Т. С. Медведевой, Р. В. Мизюку, Г. В. Пахловой, С. В. Семенову, И. Н. Тихомирову, Р. Н. Чистову, А. Е. Бондарю, Н. И. Габышеву, В. Н. Жиличу, П. П. Кроковно-му, А. С. Кузмину, Б. А. Шварцу, С. И. Эдельману за многочисленные полезные обсуждения и помощь.

Мне приятно также поблагодарить моих коллег из коллаборации Belle Т. Browder, В. Golob, Y. Sakai, L. Widhalm, В. Yabsley за полезные обсуждения полученных результатов и помошь в подготовке статей к печати.

Мне бы хотелось поблагодарить моих друзей А. Воронова, Г. Зеленихину, Н. Канева, А. Кропивницкую, О. Лычковского, А. Мамонова, Т. Медведеву, В. Пестуна, М. Прокудина, М. Ротаева, В. Солнцеву, а также мою маму и всех родственников, без помощи и поддержки которых эта работа врядли когда-нибудь увидела бы свет.

1. J. D. Bjorken, S. L. Glashow, Phys. Lett. 11, 255 (1964); M. Gell-Mann, Phys. Lett. 8, 214 (1964); P. Tarjanne, V. Teplitz, Phys. Rev. Lett. 11, 447, (1963); Y. Hara, Phys. Rev. В 134, 214 (1964); D. Amati et al, Phys. Lett. 11, 190 (1964).

2. S. L. Glashow,J. Uiopoulous, L. Maiani, Phys. Rev. D 2, 1285 (1970).

3. J. Aubert et al, Phys. Rev. Lett. 33, 1402 (1974).

4. J. E. Augustin et al, Phys. Rev. Lett. 33, 1406 (1974).

5. G. Goldhaber et al, Phys. Rev. Lett. 37, 255, (1976).

6. I. Peruzzi et al, Phys. Rev. Lett. 37, 569, (1976).

7. A. Chen et al, Phys. Rev. Lett. 51, 634, (1983).

8. D. Andrews et al, Nucl. Instrum. Meth. A 211, 47 (1983).

9. M. Althoff et al, Phys. Lett. В 136, 130 (1984).

10. H. Albrecht et al, Phys. Lett. В 153, 343 (1985).

11. G. Goldhaber et al, Phys. Lett. В 69, 503, (1977).

12. H. Albrecht et al, Phys. Lett. В 146, 111 (1984).

13. J. Gronberg et al, Phys. Rev. Lett. 75, 3232, (1995).

14. N. Isgur, M. Wise, Phys. Rev. Lett. 66, ИЗО (1991).

15. G. Rosner, Comments Nucl.Part.Phys. 16 109 (1986).

16. H. Albrecht et al, Phys. Rev. Lett. 56, 549 (1986).

17. Н. Albrecht et al, Phys. Lett. В 221, 422 (1989).

18. H. Albrecht et al, Phys. Lett. В 230, 162 (1989).

19. H. Albrecht et al, Phys. Lett. В 231, 208 (1989).

20. H. Albrecht et al, Z. Phys. С 69, 405 (1996).

21. P. Avery et al., Phys. Rev. D 41, 774 (1990).

22. H. Albrecht et al, Phys. Lett. В 232, 398 (1989).

23. P. Avery et al, Phys. Rev. D 41, 774 (1990).

24. J. P. Alexander et al, Phys. Lett. В 303, 377 (1993).

25. P. Avery et al, Phys. Lett. В 331, 236 (1994).

26. Т. Bergfeld et al, Phys. Lett. В 340, 194 (1994).

27. Y. Kubota et al, Phys. Rev. Lett. 72, 1972 (1994).

28. T. Bergfeld et al. Phys. Lett. В 340, 194 (1994).

29. К. Abe et al, Phys. Rev. D 69,112002 (2004).

30. B. Aubert et al, Phys. Rev. Lett. 90, 242001 (2003).

31. D. Besson et al, Phys. Rev. D 68, 032002 (2003).

32. С. В. Семенов "Физика очарованных адронов", УФН, том 169 №9 (1999).

33. A. Abashian et al, Nucl. Instr. and Meth. A 479, 117 (2002).

34. Y. Ushiroda (Belle SVD2 Group), Nucl. Instr. Meth. A 511, 6 (2003).

35. S. Kurokawa and E. Kikutani, Nucl. Instr. and. Meth. A 499,1 (2003), and other papers included in this volume.

36. T. Uglov, et al (Belle Collaboration), "Measurement of the e+e" D*+D*~ cross-sections" Phys. Rev. D 70, 071101 (2004).

37. L. Widhalm,., Т. Uglov .et al. (BelleCollaboration),"Measurement of D° irlv(Klu) Form Factors and Absolute Branching Fractions", Phys. Rev. Lett. 97, 061804 (2006).

38. P. Nason, S. Dawson and R. K. Ellis, Nucl. Phys. В 303, 607 (1988).

39. W. Beenakker, H. Kuijf, W. L. van Neerven and J. Smith, Phys. Rev. D 40, 54 (1989).

40. P. Nason, S. Dawson and R. K. Ellis, Nucl. Phys. В 327 49, (1989), erratum ibid. В 335, 260 (1990).

41. W. Beenakker, W. L. van Neerven, R. Meng, G. A. Schuler and J. Smith, Nucl. Phys. В 351, 507 (1991).

42. R. K. Ellis and P. Nason, Nucl. Phys. В 312, 551 (1989).

43. J. Smith and W. L. van Neerven, Nucl. Phys. В 374, 36 (1992).

44. M.L. Mangano, P. Nason and G. Ridolfi, Nucl. Phys. В 373, 295 (1992).

45. S. Frixione, M. L. Mangano, P. Nason and G. Ridolfi, Nucl. Phys. В 412, 225 (1994).

46. P. Nason, S. Dawson and R. K. Ellis, Nucl. Phys. В 303 607 (1988).

47. С. Peterson, D. Schlatter, I. Schmitt and P. Zerwas, Phys. Rev. D 27,105 (1983).

48. G. Colangelo, P. Nason, Phys. Lett. В 285,177 (1992).

49. H. Albrecht et al, Z. Phys. С 52, 353 (1991).

50. R. Akers et al, Z. Phys. С 67, 27 (1995).

51. M. Neubert, hep-ph/0512222.

52. N. Uraltsev, hep-ph/9804275.

53. M. Neubert, hep-ph/9610266.

54. M. Shifman, hep-ph/9510377.

55. H. Georgi, Phys. Lett. В 240, 447 (1990).

56. M. A. Shifman, M. B. Voloshin, Sov.J.Nucl.Phys. 47, 511 (1988), Yad.Fiz. 47, 801-806 (1988).

57. N. Isgur, M. Wise, Phys. Lett. В 232, 113 (1989).

58. N. Isgur, M. Wise, Phys. Lett. В 237, 527 (1990).

59. M. Neubert, Phys. Rept. 245, 259 (1994).

60. A. V. Manohar and M. B. Wise, Camb. Monogr. Part. Phys. Nucl. Phys. Cosmol. 10, 1 (2000).

61. G. Amoros, M. Beneke and M. Neubert, Phys. Lett. В 401, 81 (1997).

62. A. G. Grozin, M. Neubert, Phys. Rev. D 55, 272 (1997).

63. T. Mannel and Z. Ryzak, Phys. Lett. В 247, 412 (1990).

64. A.F. Falk and B. Grinstein, Phys. Lett. В 249, 314 (1990).

65. Частное сообщение, А. Г. Грозин.

66. D. Becirevic, А. В. Kaidalov, Phys. Lett. В 478 417 (2000).

67. G. Amoros, S. Noguera, J. Portoles, Eur. Phys. J. С 27 243 (2003).

68. N. Isgur, D. Scora, Phys. Rev. D 52 2783 (1995).

69. W.-M. Yao et al, J. Phys. G 33,1 (2006).

70. G. Pakhlova et al. (Belle Collaboration), Phys. Rev. Lett. 98, 092001 (2007), B. Aubert et al. (BaBar Collaboration), R. Poling hep-ex/0606016.

71. R. Seuster et al (Belle Collaboration), Phys. Rev. D 73, 032002 (2006).

72. J. Adler et al (MARK III Collaboration), Phys. Rev. Lett. 60, 1375 (1988).

73. J. Z. Bai et al SLAC-PUB-7147 (1996).

74. J. M. Feller et al (MARK Collaboration), Phys. Rev. Lett. 40, 1677 (1978); W. Bacino et al (DELCO Collaboration), Phys. Rev. Lett. 45, 329 (1980) и др.

75. F. Butler et al (CLEO Collaboration), Phys. Rev. D 52,2656 (1995).

76. P. L Frabetti et al (E678 Collaboration), Phys. Lett. В 382, 312 (1996).

77. J. Adler et al (MARK III Collaboration), Phys. Rev. Lett. 62, 1821 (1989).

78. Т. E. Coan et al (CLEO Collaboration), Phys. Rev. Lett. 95,181802 (2005).

79. G. Alimonti et al., Nucl. Instrura. Meth. A 453, 71 (2000).

80. H. Hirano et al, Nucl. Instrum. Meth. A 455, 294 (2000).

81. T. Sumiyoshi et al, Nucl. Instrum. Meth. A 433, 385 (1999).

82. I. Adachi et al, Nucl. Instrum. Meth. A 355, 390 (1995).

83. S.K. Sahu et al, Nucl. Instrum. Meth. A 382, 441 (1996).

84. H. Kichimi et al, Nucl. Instrum. Meth. A 453, 315-320, (2000).

85. H. Sagawa, Nucl. Instrum. Meth. A453, 259 (2000).

86. A. Kuzmin et al, Belle Note 308,

87. Energy calibration of the ECL with Bhabha events at BELLE".

88. K. Abe et al, KEK progress report 96-1 1996.

89. A. Abashian et al, Nucl. Instrum. Meth. A449, 112 (2000).

90. S. Ushiroda et al, "Trigger summary of Experiments 07 13", Belle Notes 273, 280, 350, 381, 423.

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

92. T. Iijima et al, Belle Note 321 "Kaon identification in BELLE".

93. См. например Н.П. Бусленко и др., "Метод статистических испытаний (метод Монте Карло)", Москва, 1962.

94. R. Brun et al, CERN-DD-78-2-REV.

95. В. Casey, HadronB, Belle Note 390

96. M. E. Peskin (SLAC), D. V. Schroeder (Weber State U.). 1995. An Introduction to Quantum Field Theory. Reading, USA: Addison-Wesley (1995) 842 p., Chapter 6.4 "Electron Vertex Function: Infrared Divergence"

97. E. A. Kuraev, V. S. Fadin, Yad. Phys. 41, 733-742 (1985).

98. D. E. Groom et al, The European Physical Journal С 15 1 (2000).

99. Jeffrey D. Richman. CALT-68-1148, Jun 1984.

100. K.-Y. Liu et al, hep-ph/0311364.

101. A. V. Berezhnoy, A. K. Likhoded, Yad. Fiz. 68, 311 (2005).

102. M. Ablikim et al (BES Collaboration), Phys. Lett. В 597 39 (2004).

103. S. Fajfer and J. Kamenik, Phys. Rev. D 71, 014020 (2005).

104. J. M. Link et al (FOCUS Collaboration), Phys. Lett. В 607 51 (2005).