Поиск эффектов за рамками Стандартной Модели в процессах одиночного рождения t-кварка в эксперименте D0 на коллайдере Tevatron тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.23 ВАК РФ

^Эс^зиии* сСеЛ

МОСКОВСКИЙ ГОСУДАРСТВЕННЫЙ УНИВЕРСИТЕТ имени М.В. ЛОМОНОСОВА

НАУЧНО-ИССЛЕДОВАТЕЛЬСКИЙ ИНСТИТУТ ЯДЕРНОЙ ФИЗИКИ имени Д.В. СКОБЕЛЬЦЫНА

Перфилов Максим Анатольевич

ПОИСК ЭФФЕКТОВ ЗА РАМКАМИ СТАНДАРТНОЙ МОДЕЛИ В ПРОЦЕССАХ ОДИНОЧНОГО РОЖДЕНИЯ ШКВАРКА В ЭКСПЕРИМЕНТЕ БО НА КОЛЛАЙДЕРЕ

ТЕУАТИОК

01.04.23 — физика высоких энергий

Автореферат диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва - 2011

2 1 ДПР 2011

4844181

Работа выполнена в Научно-исследовательском институте ядерной физики имени Д.В. Скобельцына Московского государственного университета имени М.В. Ломоносова

Научные руководители: Боос Эдуард Эрнстович

доктор физико-математических наук ОЭФВЭ НИИЯФ МГУ Дудко Лев Владимирович

кандидат физико-математических наук ОЭФВЭ НИИЯФ МГУ

Официальные оппоненты: Арбузов Борис Андреевич

доктор физико-математических наук ОТФВЭ НИИЯФ МГУ, г. Москва.

Куденко Юрий Григорьевич

доктор физико-математических наук ИЯИ РАН, г. Москва

Ведущая организация: ИФВЭ, г. Протвино.

Защита состоится 8 апреля 2011 г. в 15:00 на заседании совета по защите докторских и кандидатских диссертаций Д501.001.77 при Московском государственном университете имени М.В. Ломоносова по адресу: 119992, г. Москва, Ленинские горы, д. 1, стр. 5, ("19 корпус НИИЯФ МГУ") ауд. 2-15.

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке Научно-исследовательского института ядерной физики им. Д.В. Скобельцына МГУ им. М.В. Ломоносова.

Автореферат разослан 22 февраля 2011 г.

Ученый секретарь совета профессор

С.И. Страхова

Общая характеристика и актуальность работы

Одной из основных задач современной физики элементарных частиц является проверка предсказаний Стандартной модели (СМ) и анализ возможных отклонений от них в коллайдсрных экспериментах. В настоящее время СМ хорошо согласуется с экспериментом. Открытие в 1995 г. на коллайде-ре ТЕУАТГОЖ Шкварка в сильных взаимодействиях завершило целостную картину фермионов 3-го поколения и явилось ещё одним знаменательным подтверждением СМ.

Две составные части СМ - электрослабая модель и квантовая хромоди-намика (КХД) - представляют собой перенормируемые квантовые калибровочные теории взаимодействий элементарных частиц и формально способны описать эти взаимодействия во всей области энергий. Однако СМ не может быть признана окончательной теорией из-за существования ряда открытых вопросов.

Во-первых, кварки и лептоны, являющиеся на современном уровне знаний основными компонентами материи, группируются в три поколения, но СМ не может дать ответ о причине существования именно такого числа поколений фермионов. Серьёзные вопросы вызывает и сектор бозона Хигсса, необходимого для спонтанного нарушения симметрии; именно благодаря ему и Z-бoзoны становятся массивными, а фермионы приобретают массы через юкавские взаимодействия, константы которых вводятся в теории как свободные параметры. Масса хигссовского бозона также не определяется теорией, причём эта частица ещё не найдена.

Наконец, СМ не может предсказать спектр масс фермионов - в частности, не имеет объяснений иерархия масс фермионов различных поколений. Кроме того, непонятно происхождение такой большой разницы между массами верхнего и нижнего кварков третьего поколения - топ-кварка (последнего из открытых на сегодняшний день кварков) и 6-кварка (современное значение массы Шкварка составляет 172 ГэВ, а массы 6-кварка - 4.5 ГэВ).

Топ-кварк, таким образом, является тяжёлым и точечным объектом одновременно. Вместе с этим, топ-кварк является узким резонансом - его ширина полного распада Г4о( примерно в 100 раз меньше массы. Время жизни же топ-кварка (ти,р = Х/Т1^) оказывается меньше характер-

ного времени адронизации 4 • Ю-25 сек. по сравнению с ~ 3 • Ю-24 сек.); в связи с этим топ-кварк распадается до того, как смог бы образовать адроны. Наконец, экспериментальное значение Va параметра матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскавы оказывается ближе к единице, чем значения других диагональных элементов матрицы (0.99 по сравнению с 0.97).

Эти характеристики топ-кварка и сектора, связанного с ним, очень необычны. Поэтому многие физики полагают, что сектор топ-кварка может быть тем местом в СМ, где отклонения от ее предсказаний проявятся в первую очередь.

Физика за пределами СМ в секторе топ-кварка может проявляться либо через присутствие новых частиц в электрослабом рождении топ-кварка (заряженных s-канальных резонансов, в частности), либо через изменение предсказываемых СМ значений параметров связи топ-кварка с другими частицами. В диссертации представлен ряд исследований экспериментальных данных детектора. D0 коллайдсра Tevatron на предмет возможного проявления эффектов физики за пределами СМ в процессах рождения одиночного топ-кварка.

Тема и цель представляемой диссертации непосредственно связаны с потенциальной возможностью проявлений эффектов за рамками Стандартной модели в процессах рождения одиночного топ-кварка.

Основной целью диссертации является экспериментальная проверка предсказаний некоторых теорий за рамками Стандартной модели, относящихся к процессам рождения одиночного топ-кварка на детекторе D0 коллайдера TEVATRON, и нахождение ограничений на параметры, определяющие величину аномальных взаимодействий топ-кварка с другими частицами.

Основные результаты, полученные в диссертации:

При проведении многоэтапных анализов данных, собранных детектором D0 коллайдера TEVATRON, за время его второго цикла работы (Run II) получены:

• первые экспериментальные ограничения на массу дополнительного калибровочного бозона W' для различных сценариев взаимодействия

И7'-бозона с фермионами с учётом интерференции между процессами с И^'-бозоном и И-'-бозоном СМ в моде распада \\г' на и Ь-кварки. Проведено два анализа данных, соответствующих статистике 230 пб-1 и 900 пб-1. В результате первого анализа были получены следующие результаты: нижняя граница для массы IV' бозона, взаимодействующего с фермионами посредством левых токов, составила 610 ГэВ, в то время, как для IV', взаимодействующего посредством правых токов, эта граница составила 630 ГэВ для ]№ , распадающегося в кварки и лептоны. Для случая ТУ-бозона, распадающегося только в кварки, нижняя граница на массу И ' составила 670 ГэВ. Второй анализ значительно ужесточил ограничения на массу V/': нижняя граница для массы ]¥', взаимодействующего с фермионами посредством левых токов составила 731 ГэВ, для IV' же, взаимодействующего посредством правых токов и распадающегося в кварки и лептоны, эта граница составила 739 ГэВ. Нижняя граница массы 1У-бозона, распадающегося только в кварки составила 768 ГэВ. Дополнительно во втором анализе было проведено исследование значений параметром связи И^-бозона, взаимодействующего посредством правых токов, с фермионами; исключены значения констант выше 0.68 для Ж'-бозона с массой, равной 600 ГэВ, имеющего возможность распадаться только в кварки и значения констант выше 0.72 для Ш' , распадающегося и в кварки, и в лептоны.

• экспериментальные ограничения на аномальные параметры вершины ИГЬЬ, определяющие вклад правого векторного, а также (впервые) левого и правого тензорных операторов в сечение рождения одиночного топ-кварка с учетом интерференции амплитуд, происходящих из разных частей лагранжиана. Оптимизированная стратегия анализа, рассматривающего данные, соответствующие статистике 900 пб-1, позволила поставить ограничения на два параметра одновременно. Установлены следующие верхние пределы на квадраты правого векторного, а также левого и правого тензорных параметров: |/дг|2 < 2.5, \1ьт]2 < 0.5 и |/Дг|2 < 0.3 соответственно для измеренных значений

№-Л^ иЯЗ, 1-4125 и ы"!!!-

• верхние пределы на еечения рождения заряженных бозонов Хигсса в s-канальных процессах рождения одиночного топ-кварка для трёх типов моделей с двумя Хигссовскими дублетами (2DHM) при различных значениях масс бозонов Хигсса и tgp-, построена исключающая область в плоскости (Мц+, tgp) для 2HDM первого типа.

• первые для адронных коллайдеров ограничения на параметры, характеризующие величину нейтральных токов, меняющих аромат кварков (Flavour-Changing Neutral Currents, FCNC), между топ-кварком и и-кварком или с-кварком в глюонных вершинах tgu и tgc: ограничения на FCNC-нараметры на 95% уровне достоверности (confidence level, далее CL) следующие: ксд/\ < 0.15 ТэВ"1 и Щ/А < 0.037 ТэВ-1, где fcy/Л характеризует силу ige-взаимодсйствия, fc"/A - силу tgu-взаимодействия, а Л - масштаб новой физики. Анализировались данные, соответствующие интегральной светимости в 230 пб-1. Результатами второго анализа, проведённого на данных, соответствующих интегральной светимости 2.3 фб~1, являются более жёсткие ограничения на области аномальных параметров, определяющих силу FCNC взаимодействия: ксд/А < 0.057 ТэВ^1 и кид/А < 0.013 ТэВ"1, что соответствует следующим ограничениям на вероятности распада топ-кварка, проходящие без изменения аромата: B(t —> eg) < 3.9 х 10~3 и Bit, —> ид) < 2.0 х Ю-4; дополнительно были получены ограничения на сечения рождения одиночного топ-кварка посредством FCNC.

Научная новизна и практическая ценность

Впервые экспериментальные ограничения на массы ИЛ'-бозонов были получены с учётом деструктивного вклада интерференции между W' и W бозонами в s-канальных процессах рождения одиночного тон-кварка.

Исследование более общей формы вершины Wtb позволило получить первые прямые ограничения на общую форму Wfb-взаимодействия и первые ограничения на аномальные параметры, определяющие вклад левого и правого тензорных операторов в сечение рождения и распад одиночного топ-кварка.

Впервые для адронных коллайдеров были получены ограничения на параметры, характеризующие величину нейтральных токов, меняющих аромат кварков, между топ-кварком и u-кварком или с-кварком в глюонных вершинах tgu и tgc.

Впервые были получены верхние пределы на сечения рождения заряженных бозонов Хигсса в s-канальных процессах рождения одиночного топ-кварка для трёх типов моделей с двумя Хигссовскими дублетами.

Все полученные результаты, а именно, ограничения на аномальные параметры, могут быть применены (и уже применяются) при проектировании новых экспериментов подобного рода как на действующих - TEVATRON и LHC, так и на проектируемых коллайдерах - таких, как ILC. Все полученные результаты можно скомбинировать с результатами экспериментов по распаду топ-кварка, что позволит получить более общие ограничения, касающиеся аномальных параметров взаимодействия топ-кварка с другими частицами.

Личный вклад автора

Все результаты диссертации были получены в рамках участия группы НИ-ИЯФ МГУ в работе коллаборации DO при определяющем вкладе автора. Автором были созданы Монте-Карло (далее - МК) события сигнальных процессов для всех шести экспериментальных анализов, автор также принимал непосредственное участие во всех этапах проведённых анализов экспериментальных данных.

Апробация работы

Материалы диссертации докладывались на семинарах Отдела экспериментальной физики высоких энергий НИИЯФ МГУ, DO коллаборации, российской конференции Ломоносовские Чтения, МГУ, Москва, 2009 и международных конференциях 12th Annual RDMS CMS Collaboration Conference, Minsk, Belarus, 2008; XVIII International Workshop on Deep-Inelastic Scattering and Related Subjects, Florence, Italy, 2010; The International Workshop High Energy Physics and Quantum Field Theory QFTHEP2010.

Содержание диссертации

Диссертация состоит из введения, четырёх глав, заключения, приложения и списка цитируемой литературы. Объем диссертации составляет 127 страниц. Список литературы содержит 120 ссылок.

Введение содержит краткое описание изучаемой темы, целей работы и общей структуры диссертации.

Первая глава диссертации посвящена экспериментальному поиску дополнительного векторного бозона W' в s-канальных процессах рождения одиночных топ-кварков на D0 детекторе коллайдера TEVATRON.

Расширение калибровочной группы во многих теориях за рамками СМ -моделях Некоммутирующего Расширенного Техницвета, Составного и Малого бозона Хиггса, Составных Калибровочных Бозонов, Суперсимметричных Top-Flavor модели, Теории Суперструн и Великого объединения - приводит к появлению дополнительного массивного векторного бозона W'. Эффективный лагранжиан взаимодействия W'-бозона с токами СМ в модельнонезависимой форме имеет вид:

£ = ^l-9"^7'" + ^ + ~ 7'Г,)) W'(li + hX-' (1)

где a11, aL — константы взаимодействия Ж'-бозона с левыми и правыми токами СМ, ди, = e/sinв\,у, Vqi4j - элемент матрицы ККМ для кварков щ и qj. Предполагается, что M\yi много больше массы 1У-бозона СМ, соответственно t-канал, а также каналы ассоциативного рождения одиночного топ кварка с участием W'- бозонов имеют относительно малую величину сечения рассеяния, и интерес представляет только s-канальное резонансное рождение И^'-бозонов.

На рис. 1 представлены две основные диаграммы рождения одиночного топ-кварка в s-канальном процессе - с участием W-бозона СМ и с участием W'-бозона.

IV ^Ъ

-Ъ

(а)

(Ь)

Рис. 1: Диаграммы 8-канального процесса рождения одиночного топ-кварка с участием (а) \\г-бозопа Стандартной модели и (Ь) дополнительного заряженного векторного бозона IV

При проведении анализа рассматривалось три сценария взаимодействия 1У-бозона с фермионами. Во всех сценариях элементы матрицы ККМ для И^'-бозона предполагались равными значениям СМ. В первом сценарии (11^) предполагается, что константа связи И^'-бозона с фермионами равна константе связи \У-бозона с фермионами (что соответствует значениям Од.д = 1, = 0 в выражении (1)). В этом случае существует интерференция между Б-канальным процессом рождения одиночного топ-кварка СМ и процессом рождения УР в й-канале (см. рис. 1). Вклад интерференции незначителен при больших М\у/, но становится существенным при значениях инвариантной массы порядка нескольких сотен ГэВ - в области, где сечение Б-канального процесса рождения одиночного топ-кварка велико. При моделировании процессов рождения И7/-бозонов эта интерференция принималась в расчёт.

Во втором и третьем сценариях И^'-бозон взаимодействует с фермионами посредством правых токов, и интерференции с \¥-бозоном нет. Во втором сценарии УРц может распадаться на кварки и лептоны, в третьем же - только в кварки. Запрещение или разрешение лептонных мод распада диктуется соотношением масс правого нейтрино и И^'бозона.

Первый анализ рассматривал данные Б0 детектора коллайдера TEVA.TR.ON, соответствующие интегральной светимости 230 пб-1. Сигнальные МК события, созданные с помощью генератора СотпрНЕР для трёх моделей взаимодействия IV с фермионами, о которых шла речь выше, использовались для оценки акцептанса рождения топ-кварков в процессах с \У. Созданные МК-события затем пропускались через 00 -программы реконструкции и моделирования реального отклика детектора.

♦оигзорь1

— № 600 веУ -■да 700 ОеМ

— № 800 ОеУ 853Мз+1 ■й

-»■ 00 230рЬ''

—да 600 йеЧ -•да 700 ВеЧ — да 800 йеУ ЗШ-сЬаппе!

Рис. 2: Реконструированная масса И"-бозона нри различных значениях ЛДу/с учётом фоновых процессов для (а) И", взаимодействующего посредством левых токов, и (б) IV, взаимодействующего посредством правых токов, распадающегося только в кварки. События с электроном, мюоном, одной и двумя 6-струями скомбинированы.

МК-события для фоновых процессов, вместе с данными, использовались для оценки количества фоновых событий.

Критерии отбора событий были практически идентичны критериям, используемым при поиске процессов электрослабого рождения топ-кварка -выбирались события с высокоэнергетичными лептонами и требовалось наличие хотя бы одной Ь-струи. Данные отбирались по определённым признакам: были сформирован набор данных, из которых отбирались поднаборы, различающиеся по лептону в конечном состоянии (электрону или мюону) и количеству струй, помеченных как идущих от 6-кварка. Эти экперимен-тальные данные затем были скомбинированы для заключительного этапа анализа.

Из-за большой массы И^'-бозона ожидается, что эта гипотетическая частица наиболее чётко проявит себя в распределении по реконструированной инвариантной массе продуктов её распада. Инвариантная масса всех объектов в конечном состоянии (л/1) реконструировалась путём сложения 4-импульсов струй, лептона и нейтрино, идущих от распада IV бозона. Для отделения сигнала И7' вводилось дополнительное требование \/1 > 400 ГэВ.

На рис. 2 сравнивается распределение по инвариантной массе для экспериментальных данных с предсказаниями модели для всех фоновых процессов. Также на рисунке показаны ожидаемые вклады от 14/''-бозона для различных его масс.

Наблюдаемые данные, как видно из рис. 2, согласуются, с учётом систе-

рами, отвечающими взаимодействию W с фсрмионами посредством (а) левых токов и (б) правых токов. Также на рисунке приведены зависимость NLO сечения рождения W от массы и ожидаемые предельные значения. Заштрихованные области иа рисунках соответствуют областям параметров, исключённых этим анализом. Пересечение сплошной линии с нижней границей интервала неопределённостей определяет нижние ограничения на массу W'-бозона.

матических неопределённостей, с предсказаниями фоновой модели. Следовательно, можно установить верхние пределы на сечения рождения W'-бозона для различных Мщ-' в каждой модели. Для этого используется Байесовский подход: предельные значения получаются с помощью функции правдоподобия, пропорциональной вероятности получить измерение наблюдаемого количества событий. Функция правдоподобия формируется на основе конечного распределения по инвариантной массе в предположении пуассоновекого распределения для каждой измеренной ячейки гистограмм и плоской a priori вероятности для сечения сигнального процесса.

На рис. 3 приведены предельные значения сечений как функции массы W-бозонов. Заштрихованные области соответствуют значениям Мц/<, исключённым данным анализом на 95% CL. Нижняя граница для массы И^'-бозона, взаимодействующего с фермионами посредством левых токов составила 610 ГэВ, в то время, как для W, взаимодействующего посредством правых токов, эта граница составила 630 ГэВ (670 ГэВ) для всевозможных (кварковых) распадов W.

Второй анализ рассматривал большее количество экспериментальных данных, соответствующих интегральной светимости 900 пб '. При проведении анализа для уменьшения статистических ошибок использовалось большее количество сигнальных МК-событий, созданных с помощью гене-

Рис. 4: Распределение по Vs для данных D0 детектора и фонов СМ при двух различных значениях АДудля (а) W'-бозона, взаимодействующего посредством левых токов, и (б) W'-бозона, взаимодействующего посредством правых токов. Распределения для W' нормированы на NLO сечение. События с электроном, мюоном, одной, двумя, тремя струями и одной н двумя Ь-струями скомбинированы.

ратора СотрНЕР для большего интервала значений масс 1У-бозонов- от 600 до 900 ГэВ. для трёх сценариев взаимодействия W'-бозонов с фермио-нами.

Экспериментальные данные делились на 8 независимых каналов - по критерию наличия электрона или мюона, количества струй в конечном состоянии и количеству струй, помеченных как идущих от 6-кварка (1, > 2) для повышения эффективности анализа при учёте всех сигнальных акцептантов.

После моделирования фоновых событий, пропускания их через D0 -программы реконструкции и моделирования реального отклика детектора, после учёта всех систематических неопределённостей было построено распределение по реконструированной инвариантной массе Ж'-бозона.

В наблюдаемом распределении по реконструированной инвариантной массе (Vs) (см. рис. 4) наблюдается хорошее согласие между данными и предсказаниями фоновой модели с учётом неопределённостей. Соответственно, можно поставить верхние ограничения на сечение рождения W'-бозона, умноженное на вероятность его распада в конечное состояние tb+Fb, далее обозначаемое как tb, а(рр —► W') х B(W —> tb), используя область распределения при больших значениях VI. Для нахождения пределов снова использовался Байесовский подход и предположение о плоской неотрицательной a priori вероятности для сечения сигнального процесса. Пределы были получены с помощью функции правдоподобия, построенной для

событий с > 400 ГэВ и принимающей во внимание все систематические неопределённости и корреляции между ними.

Наблюдаемые верхние пределы величины о(рр —> V/') х В{]¥' —>► ЬЬ), сравниваемые с ]МЬО предсказаниями для сечений рождения Ж'-бозонов приведены на рис. 5 для (а) \У'Ь и (б) Ш'н сценариев. Для \¥'ь сценария приведено полное сечение в-канального процесса рождения одиночного топ-кварка в СМ, включая процесс с ^^-бозоном СМ и интерференцию \¥-бозона с И^'-бозоном. В этом случае предел применим к полному сечению в-канального рождения одиночного топ-кварка. Используя номинальные теоретические значения для сечений, получены нижние ограничения на массы 731 ГэВ для \¥'} , 768 ГэВ для распадающегося в кварки и 739 ГэВ для случая когда лептонные моды распада тоже разрешены.

Пределы на параметры, определяющие величину взаимодействия бозона с фермионами д' — или д' = дц/а^, зависящие от модели, могут быть получены из предельных значений сечений рождения РТ'-бозонов. Так как диаграмма в-канального процесса рождения И^'-бозона имеет две вершины, величина а(рр —* Ш') х В(ЦГ' —> 1Ь) пропорциональна д'4. Рисунок 5(с) демонстрирует наблюдаемые пределы на отношение 9 /9\\>- Анализ исключает калибровочные константы, имеющие значения выше 0.68-дц,- Для массы РК'-бозона, равной 600 ГэВ для случая М„Г£ > Мцг' и выше 0.72 ■ д^ для случая (М„Г1 < М]у>).

Рис. 5: Теоретические МЬО сечения и предельные значения сечений на 95% СЬ для величины сги ' х В{\У' —» ¿6) в зависимости от массы IV с параметрами, отвечающими взаимодействию ]№' с фермионами посредством (а) левых токов и (6) правых токов. На рисунке (с) приведены наблюдаемые пределы па величину, определяющую отношение констант д /дн- Заштрихованные области на рисунках соответствуют областям параметров, исключённых анализом.

Полученные в результате проведения второго анализа ограничения на массу \¥' бозона и, дополнительно, на величину калибровочных констант, определяющих величину взаимодействия И^-бозона с фермионами значительно улучшают результаты предыдущего анализа.

Во второй главе описано проведённое экпериментальное исследование общей структуры вершины \¥1Ь .

Стандартная модель предсказывает (У — А) структуру заряженных токов, посредством которых осуществляется взаимодействие топ-кварка с любым из нижних кварков (д = <1, й, Ь):

Г?,№- = (2)

Здесь Уц - один из элементов матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскавы и Рь = (1 — 7д)/2 - левый проекционный оператор.

В модели же независимого эффективного сохраняющего СР-инвариантность лагранжиана низшей размерности имеются четыре формфактора, дающих вклад в ШЛ вершину:

С = + ЯуРн^У- - ^Ь г^±(ЬтРь + Дтрд) + /г.с. (3)

В этом выражении = - = д,, - г'еАм, а^ =

г/2(7^,7^] и Рьд = (1 ± 7в)/2; - 4-импульс Ш бозона. Постоянные Ьу.т = • /¿„ и — Уь • /яГ,т являются параметрами, определяющими величину аномальных И^Ь связей, отвечающими двум векторным (левому и правому) и двум тензорным (левому и правому) операторам. В СМ левый векторный параметр отличен от нуля и равен Уц„ остальные же равны нулю.

Проведённый анализ использовал данные Б0 детектора, соответствующие интегральной светимости 900 пб-1. При этом предполагалось, что одиночный топ-кварк рождается исключительно посредством взаимодействия с бозоном, и что элементы ККМ-матрицы \УЬ8\ и \У^\ малы по сравнению с \Уц\.

Зависимость полного сечения рождения одиночного топ-кварка от аномальных параметров даётся следующим выражением

* ~ Л • + В • (/л„)2 + С • (Д„ • (кт) + Б ■ (/д„ • /Лг) + + Д • и1т? (4)

из которого видно, что для того, чтобы смоделировать общую зависимость сечения от констант, необходимо создать наборы событий, моделирующие отдельно вклады от всех векторных и тензорных операторов и интерференционные члены.

В представляемом анализе рассматривалось рождение одиночного топ-кварка с параметром Ьу, по величине соответствующим значению СМ (Ьу = Ц,ь ■ с дополнительным вкладом от векторного правого и тензорных - правого и левого - операторов. В таблице 1 приведены значения констант, используемых в наборах созданных сигнальных МК событий в генераторе СопгрНЕР для й-канальных и ^канальных процессов рождения одиночного топ-кварка.

Набор событий Lv Rv Lt IiT

1 1 0 0 0

2 0 1 0 0

3 0 0 1 0

4 0 0 0 1

5 1 1 0 0

Таблица 1: Параметры, использующиеся при создании МК-событип.

Рассматривалось три сценария для-значений параметров аномальных связей : (Ly^Rv), (Lv,Rt), and (Lv,Lt)• В каждом сценарии наборы событий из таб. 1 комбинировались определённым образом для соответствия

(4).

МК события для основных фонов (И^+струи, tt...), а также критерии отбора, применяемые к событиям, полностью аналогичны используемым в анализе по открытию электрослабого рождения одиночного топ-кварка.

Основными источниками систематических неопределённостей для сигнальной и фоновой модели являются неопределённость, связанная с нормировкой tt фона, нормировка фона W+струи и фоновых процессов с многими струями на данные, а также неопределённости, связанные с эффективностью определения ¿ьструи и с поправками к энергии струи.

Для отделения сигнальных событий от фоновых использовался метод дерева решений. Для каждого сценария, отвечающего ненулевому значению двух констант, деревья тренировались для четырёх наборов данных, различающихся по аромату лептона и количеству 6-струй. Кинематические переменные для дерева решений были выбраны следующими: 49 переменных из анализа по открытию одиночного топ-кварка, наилучшим образом отделяющих сигнальные процессы с рождением одиночного топ-кварка от фоновых процессов и дополнительная переменная - поперечный импульс лептона Рт, успешно разделяющая сигнальные процессы с различными аномальными константами, что можно наблюдать на рис. 6.

Рис. 6: Распределение по поперечному импульсу заряженного лептона Рт, полученное для данных, ожидаемое распределение для событий с электрослабым рождением тон-кварка и СМ для событий с двумя струями и одной ¿-струёй и распределения для событий с электрослабым рождением топ-кварка с аномальными константами (остальные две константы, кроме приведённых на рисунке, равны 0), нормированные на десятикратное сечение рождения одиночного топ-кварка в СМ.

Деревья решений дают на выходе распределения значений, характеризующих вероятность отдельного события быть фоновым или сигнальным: 0 соответствует фоновому событию, 1 - сигнальному. На рис. 7 приведены выходные распределения для данных и суммарного фона сигнальных и фоновых процессов СМ для набора данных, соответствующих электрону, двум струям и одной 6-струе в конечном состоянии для каждого из рассматриваемых трёх сценариев.

Для сравнения выходных распределений деревьев решений, полученных из данных, с ожиданием сечения рождения одиночного топ-кварка исполь-

80

00 0.9 №

СИагдес! ЬерЮп рт рЗеУ]

Decision Tree Output Decision Tree Output Decision Tree Output

Рис. 7: Выходные распределения дерева решений для данных и суммы сигнальных и фоновых процессов СМ для набора данных соответствующих электрону, двум струям и одной 6-струе в конечном состоянии, для(а) (¿1,^2) сценария, (Ь) сценария

и (с) (Ь 1,йг) сценария. Приведены также распределения для сигнальных процессов с одиночным топ-кварком с различными аномальными константами, нормированные на пятикратное сечение рождения одиночного топ-кварка в СМ.

Рис. 8: Двумерная плотность вероятности для аномальных констант. Левые рисунки демонстрируют ожидание для левых векторных констант, правые - наблюдаемую по-стериорную вероятность, полученную из данных. Верхняя колонка (а, Ь) соответствует (Ьъ-^г) сценарию, средняя колонка (с, с!) соответствует (Л^Л]) сценарию, нижняя (е, Г) - сценарию (ЬьЛ2)-

Сценарий Сечение Константа

(LUL2) 4.4i2jpb |ЛТ = 1-4ЯЙ

Wll —0.5

I fif < 0.5 at 95% CL

(¿„ДО 5.2«;« pb \tf\2 =

|/i!P < 2.5 at 95% CL (¿ь Да) 4.5_1;22РЬ l/ff-1.4*®

I / Mol огЖ гт

|/2"|2 < 0.3 at 95% CL

Таблица 2: Измеренные значения сечения рождения одиночного тон-кварка и одномерные предельные значения Wtb констант для трёх сценариев.

зовалась Байесовская статистика и построенная для всех двенадцати наборов данных (наборов, отличающихся по аромату лептона, количеству струй (2, 3, 4) в конечном состоянии и количеству 6-струй) функция правдоподобия. Для наблюдаемых событий предполагались Пуассоновское распределение и плоская неотрицательная a priori вероятность для сечения сигнального процесса. Двумерная постсриорная плотность вероятности была посчитана как функция \f['\2 и \fx\2, где fx любая из других трёх аномальных констант, в каждом наборе данных. Эти плотности вероятности представлены на рис. 8.

Полученные в результате верхние предельные значения аномальных констант на 95% CL и измеренные значения \f[\2 приведены в таб. 2.

Третья глава посвящена экспериментальному поиску заряженного бозона Хигсса, возникающего в целом классе расширений СМ - моделях с двумя Хигссовскими дублетами (2HDM), в s-канальном процессе рождения одиночного топ-кварка. Типы таких моделей различаются по используемому в них механизму подавления FCNC.

На рис. 9 приведена основная диаграмма рождения заряженного Хиг-ссовского скаляра, распадающегося на одиночный топ-кварк.

При МК моделировании сигнальных событий в генераторе СотрНЕР использовалось следующее выражение для эффективного лагранжиана взаимодействия между заряженным скаляром Хигсса и кварками:

£

Рис. 9: Диаграмма лидирующего порядка дли процесса qtf —> Н+ —> lb, с I, распадающимся по каналу t —> W+b and W ^ —>

где gw слабая константа связи и gl£, - параметры, определяющие силу взаимодействия посредством левых и правых токов соответственно. События, созданные отдельно со значениями констант gl[ = 1. д'^ = 0 и дг[ = 0. (/д = 1, затем комбинировались с определёнными весами для соответствия констант значениям параметров определённой 2HDM.

Использовались данные, собранные D0 детектором, соответствующие интегральной светимости 0.9 фб-1. Результатом анализа явились верхние пределы на сечения рождения заряженных бозонов Хигсса для трёх типов моделей с двумя Хигссовскими дублетами, приведенные в таб. 3.

Мя+ (GcV) tan/j < 0.1 tan/j - 1 tan/J — 5 tan/j > 10

180 12.9 (11.4) 14.3 (12.2) 13.7 (11.7) 1.3.7 (12.2)

200 [ 5.9 (9.6) ] 6.3 (9.9) 6.5 (10.0) 6.5 (10.0)

220 1 2.9 (4.2) ] 3.0 (4.4) 3.0 (4.5) 3.0 (4.5)

240 I 2.3 (3.1) ] 2.4 (3.3) 2.6 (3.5) 2.6 (3.5)

260 [ 3.0 (2.8) 1 3.0 (2.9) 3.0 (3.0) 3.0 (3.0)

280 I 4.0 (2.6) ] 4.2 (2.7) 4.5 (2.9) 4.5 (2.9)

300 [ 4.5 (2.4) ] 4.7 (2.4) 4.9 (2.5) 4.9 (2.5)

Таблица 3: Наблюдаемые пределы па сечение рождения заряженного бозона Хигсса (и нб), умноженное на его вероятность распада <т(?<?' —> Я+) х В(Н+ —» Щ. В скобках для сравнения приведены ожидаемые пределы. Эти результаты применимы для 2РШМ второго типа. Пределы, полученные для = 1 и ЬдР > 10 справедливы также для 2НБМ первого и третьего типов, соответственно. Пределы, приведенные в квадратных скобках, справедливы 'только для рождения заряженного скаляра, взаимодействующего только с левыми токами и шириной, меньшей экспериментального разрешения.

Исключённая область в плоскости (Мц+, Ьд,3) для модели 21ГОМ первого типа, полученная в результате исследования, показана на рис. 10.

Region where analysis is not i 190 -™v

■

185

180

10 20 30 40 50 60 70 tan|i

D0 0.9 fb1

Рис. 10: Исключёш1ая данным анализом область параметров в плоскости 95 Мц+ vs tgP на 95% CL для 2HDM первого типа.

Четвёртая глава диссертации посвящена экспериментальному поиску нейтральных токов, меняющих аромат кварков (FCNC), в процессах рождения одиночных топ-кварков. Токи такого типа появляются в СМ в петлевых диаграммах высокого порядка теории возмущений, но доля полного распада топ-кварка в с- и u-кварки очень мала - порядка 10 10. Гораздо сильнее FCNC взаимодействие проявляется во многих теориях, расширяющих СМ - например, в теориях с многими Хигссовскими дублетами или в моделях, в которых топ-кварк представляется составным объектом. Процессы, происходящие на адронных коллайдерах, позволяют провести исследование FCNC в вершинах, содержащих топ-кварки, один из лёгких кварков (и- или с) и глюоны . На рис. 11 представлены фейнмановские диаграммы с tg и tug вершинами.

Параметры, определяющие величину FCNC взаимодействия, могут быть параметризованы модельнонезависимым образом, если эффективный лагранжиан записать в форме

где / — и или с; и, с и i есть кварковые поля; Ktgf определяет величину tgu или Ige констант; gs и А" - константа сильного взаимодействия и матрица Гелл-Манна; и С- дираковский тензор и калибровочный тензор глю-онного поля. Сечение рождения одиночного топ-кварка посредством FCNC зависит квадратично от фактора Ktgf/A.

Cfchc = ^9sfo^tG\

\а

/w >

(6)

(а) (Ь)

Рис. 11: Диаграммы Фейнмаиа лидирующего порядка, содержащие РСМС вершины с топ-кварком, легкими (и- или о) кварками и глюонами.

Первый анализ использовал данные, собранные детектором 00 , соответствующие интегральной светимости 230 пб~'. МК события для сигнальных процессов были созданы с помощью генератора СотрНЕР и пропущены через программы реконструкции и моделирования реального отклика детектора Б0 . МК события для основных фонов (Ж+струи, и...), а также критерии отбора, применяемые к событиям, полностью аналогичны использовавшимся в анализе, имевшем своим результатом наблюдение электрослабого рождения топ-кварка.

Для разделения сигнальных и фоновых событий использовалась нейронная сеть с десятью переменными, лучшим образом отражающими кинематику индивидуальных объектов, глобальную кинематику всех событий и угловые корелляции. В процессе тренировки нейронной сети процессы электрослабого рождения топ-кварка в Стандартной модели рассматривались как фоновые. Удалось добиться хорошего отделения не только сигнальных процессов от фоновых, но и РСМС процессов от процессов рождения топ-кварков в СМ. Выходные распределения нейронной сети для скомбинированного электронного и мюонного каналов показаны на рис. 12 для всех фоновых событий и данных В0 ; на рисунке также приведены распределения для суммы сигнальных РСГ^ГС событий при значениях параметров Ндн/Л - «Чд/Л = 0.03 ТэВ \ Видно, что фоновая модель хорошо описывает поведение экспериментальных данных, что позволяет приступить к

процедуре установки пределов на аномальные параметры, определяющие величину РС1ЧС взаимодействия.

Рис. 12: Выходные распределения нейронной сети для суммы всех фоновых процессов и данных Б0 для скомбинированных электронного и мюонного поднаборов. Также показано распределение сигнальных ГС1МС процессов при значениях аномальных ГС1ЧС параметров /%,,/Л — к,1я/А 0.03 ТэВ-1

Для установления верхних предельных значений на параметры РСМС взаимодействия использовался Байесовский подход, который позволил построить исключающие контуры для РС1ЧС параметров для различных уровней достоверности. Эти контуры показаны на рис. 13 для комбинированных электронного и мюонного поднаборов данных 00 .

0.003

IN

5 0.002

Ж

0.001

Ч) 0.01 0.02 0.03 0.04 (к^/Л)2 [ Те\Г2 ]

Рис. 13: Исключающие области ЕОМС параметров контуры при различных СЬ для данных Б0 в электронном и мюонном каналах

Получившиеся в результате пределы на параметры, определяющие величину РС1ЧС взаимодействия, приведены в таб. 4. Полученные пределы являются первыми для адронных коллайдеров ограничениями на величину параметров РСЫС взаимодействия в Ьди и вершинах.

00 230 рЬ1

95% С1_ 90% С1. И 68% С1.

Наблюдаемые (ожидаемые) пределы [ТэВ

Кци/к

Электронный канал Мюонный канал Скомбинированный канал

0.16 (0.19) 0.21 (0.21) 0.15 (0.16)

0.046 (0.052) 0.049 (0.050) 0.037 (0.041)

Таблица 4: Верхние пределы на РСМС параметры и /чги/Л па 95% СЬ

Второй анализ, основывавшийся на Б0 данных, соответствующих интегральной светимости 2.3 фб-1, сильно ужесточил ограничения на аномальные параметры, определяющие силу РС1ЧС взаимодействия. Это стало результатом не только обработки большего количества данных, но и использования новейших методов экспериментального анализа. В частности, для разделения сигнальных и фоновых событий использовались Байесовские нейронные сети, объединявшие переменные, оптимизированные для анализа по наблюдению процессов рождения одиночного топ-кварка с переменными, использующимися в предыдущем РСИС анализе, оптимизированными для отделения РСКС процессов от процессов СМ. На рисунке 14 показано сравнение между фонами и данными для дискриминанта всех Байесовских нейронных сетей, натренированных отдельно на каждом под-наборе данных.

Рис. 14: Сравнение фоновой модели и данных Б0 для дискриминанта Байесовской нейронной сети (а) для полной области значений дискриминанта и (Ь) области с высоким значением дискриминанта.

В таб. 5 приведены получившиеся в результате второго РС1МС анализа верхние предельные значения параметров, определяющих силу РС1\ГС взаимодействий, на 95% СЬ. По сравнению с первым анализом были получены дополнительные ограничения на сечения рождения одиночных топ-

ЯапкЫ РСМС ВИН бифи!

НапкеЙ РСЫС ВЫЫ'СМри!

кварков в глюояных вершинах посредством РС1ЧС и вероятностей распада; эти результаты на 95% СЬ также приведены в таб. 5.

tyu tyc

Cross section 0.20 pb 0.27 pb

Ktgf/A 0.013 TeV"1 0.057 TeV"1

B(t - qg) 2.0 x 10"4 3.9 x Ю-'4

Таблица 5: Наблюдаемые верхние предельные значения FCNC сечений, констант и вероятностей распада на 95% CL

В заключении сформулированы основные результаты, полученные в диссертации.

Основные результаты диссертации опубликованы в работах:

1. V. M. Abazov,..., M. Perfilov,... [DO Collaboration], "Search for W' boson production in the top quark decay channel", Phys. Lett. В 641,423 (2006).

2. V. M. Abazov,..., M. Perfilov,... [DO Collaboration], "Search for W' Boson Resonances Decaying to a Top Quark and a Bottom Quark", Phys. Rev. Lett. 100, 211803 (2008).

3. V. M. Abazov,..., M. Perfilov,... [DO Collaboration], "Search for production of single top quarks via flavor-changing neutral currents at the Tevatron", Phys. Rev. Lett. 99, 191802 (2007).

4. V. M. Abazov,..., M. Perfilov,... [DO Collaboration], "Search for flavor changing neutral currents via quark-gluon couplings in single top quark production using 2.3 }b~l of pp collisions", Phys. Lett. В 693, 81 (2010).

5. V. M. Abazov,..., M. Perfilov,... [DO Collaboration], "Search for anomalous Wtb couplings in single top quark production", Phys. Rev. Lett. 101, 221801 (2008).

6. V. M. Abazov,..., M. Perfilov,... [DO Collaboration], "Search for Charged Higgs Bosons Decaying into Top and Bottom Quarks in pp Collisions", Phys. Rev. Lett. 102, 191802 (2009).

Перфилов Максим Анатольевич

ПОИСК ЭФФЕКТОВ ЗА РАМКАМИ СТАНДАРТНОЙ МОДЕЛИ В ПРОЦЕССАХ ОДИНОЧНОГО РОЖДЕНИЯ ^КВАРКА В ЭКСПЕРИМЕНТЕ БО НА КОЛЛАЙДЕРЕ ТЕУАТЬКЖ

Автореферат

Подписано в печать 21 февраля 2011 г.

Формат 60x90/16

Объём 1,50 п. л.

Тираж 100 экз.

Заказ №090311340

Оттиражировано на ризографе в ООО «УниверПринт»

ИНН/КПП 7728572912\772801001

Адрес: г. Москва, улица Ивана Бабушкина, д. 19/1.

Тел. 740-76-47, 989-15-83.

http://wvw.univerprint.iu

Введение

1 Поиск рождения дополнительного массивного векторного бозона (Ж') в процессах рождения топ-кварка

1.1 Постановка задачи.

1.2 Феноменология рождения V/' на адронных коллайдерах.

1.3 Монте-Карло моделирование событий с рождением И7' в процессах рождения одиночного топа.

1.4 Детали первого проведённого анализа

1.4.1 Отбор данных и событий.

1.4.2 Результаты отбора.

1.4.3 Последний этап анализа

1.4.4 Систематические неопределённости.

1.4.5 Пределы сечений и ограничения на массу

1.4.6 Результаты первого проведённого анализа.

1.5 Детали второго проведённого анализа

1.5.1 Отбор данных и событий.

1.5.2 Моделирование сигнальных и фоновых событий

1.5.3 Общая структура анализа и результаты отбора

1.5.4 Систематические неопределённости.

1.5.5 Пределы сечений.

1.5.6 Константы связи И7' с фермионами.

1.5.7 Результаты второго проведённого анализа.

1.6 Основные результаты главы.

2 Поиск аномальных "\У1Ь-параметров в процессах рождения одиночного топ-кварка

2.1 Постановка задачи. Аномальная структура вершины: лагранжиан, параметры связи, кинематика

2.2 Детали анализа

2.2.1 Моделирование сигнала и фона, отбор событий

2.2.2 Акцептансы и набранные события.

2.2.3 Дерево решений: обучение и результаты.

2.3 Основные результаты главы.

3 Поиск заряженного Хигссовского скаляра в в-канальном процессе рождения одиночного топ-кварка

3.1 Введение.

3.2 Модели с двумя Хигссовскими дублетами.

3.3 Детали проведённого анализа.

3.3.1 Моделирование сигнальных и фоновых событий

3.3.2 Фоновая модель и Монте-Карло события.

3.3.3 Отбор событий.

3.3.4 Систематические неопределённости.

3.3.5 Пределы сечений.

3.4 Основные результаты главы.

4 Нейтральные токи, меняющие аромат кварков (ГС]ЧС) в процессах рождения топ-кварка

4.1 Постановка задачи.

4.2 Феноменология процессов рождения одиночных топ-кварков посредством РС1МС.

4.3 Детали проведённого анализа.

4.3.1 Стратегия анализа.

4.3.2 Моделирование фоновых событий.

4.3.3 Моделирование сигнальных событий.

4.3.4 Собранные события.

4.3.5 Разделяющие переменные и результаты нейронной сети.

4.3.6 Результаты нейронносетевого анализа.

4.3.7 Систематические неопределённости.

4.3.8 Процедура установки ограничений на аномальные РС1МС-параметры.

4.3.9 Результаты применения нейронной сети.

4.3.10 Основные результаты первого проведённого анализа.

4.4 Детали второго проведённого анализа

4.4.1 Моделирование сигнала и фона.

4.4.2 Наборы данных

4.4.3 Мультивариантный анализ.

4.5 Основные результаты главы.

В представляемой диссертации описан ряд экспериментальных исследований, проведённых в 2006-2010 гг. на детекторе D0 коллайдера Tevatron (Национальная Ускорительная Лаборатория им. Энрико Ферми (Ферми-лаб), США) и посвящённых поиску отклонений от предсказаний Стандартной модели ■ (СМ) в процессах рождения одиночного топ-кварка -одного из самых интересных и противоречивых объектов современной физики высоких энергий.

История самого необычного из шести известных на сегодняшний день кварков берёт своё начало в 1964 году, когда Гелл-Манн и Цвейг предложили кварковую модель для объяснения накопившихся фактов в ускорительных экспериментах и экспериментах с космическими лучами по рождению большого количества (порядка сотни) адронов - сильновзаи-модействующих частиц. В то время для описания адронных состояний было достаточно введения 3-х кварков: и-(ир), d-(down), s-(strange).

Дальнейшие эксперименты - в частности, обнаружение в 1974 г. нового адрона, так называемой частицы J/Ф (связанное состояние ее), равно как и открытия в лептонном секторе - обнаружение мюонов и мюонно-го нейтрино - явили миру картину симметрии двух поколений кварков (u,d и с, s) и двух поколений лептонов (е, ие и v^). Однако же в 1976 г. был обнаружен третий заряженный т-лептон, а в 1977 г. был открыт новый мезон Т - связанное состояние Ь-кварка и соответствующего ему антикварка, что нарушило симметрию двух поколений, но и сподвигло экспериментаторов на поиски недостающих для симметрии трёх поколений ещё одного кварка и лептона. Недостающий кварк - топ-кварк -был обнаружен в 1995 г. в Фермилабе практически одновременно двумя коллаборациями CDF [1] и D0 [2] в сильных взаимодействиях при парном ¿¿-рождении, а в 2000 г. в том же научном центре на нейтринном детекторе DONUT было обнаружено т-нейтрино.

Открытия топ-кварка и т-нейтрино завершили целостную картину трёх поколений, предсказываемых СМ. Вместе с тем многие вопросы, касающиеся как свойств топ-кварка, так и сектора СМ, связанного с ним, до сих пор не имеют ответа.

Во-первых, необычайно большой оказалась масса топ-кварка по сравнению с массами других кварков. Современное измеренное значение составляет 172.0 ± 0.9 ± 1.3 ГэВ (для сравнения, масса 6-кварка составляет примерно 4.67 ГэВ). В СМ массы всех частиц образуются за счёт взаимодействия с конденсатом скалярного поля Хигсса. При этом взаимодействие топ-кварка, как и любого другого фермиона (/) СМ, с полем Хиггса представляет собой взаимодействие типа Юкавы вида Äff/Н с

Л тГ константой Л/ = где v - величина вакуумного среднего порядка

230 ГэВ, задаваемого независимыми измерениями масс W- и Z-бозонов. Подставив массу топ-кварка равной 172 ГэВ получаем для At величину, близкую к единице. В настоящее время бозон Хигсса не открыт и механизм спонтанного нарушения симметрии не понят до конца, в то время как близость измеренного значения массы топ-кварка и величины вакуумного среднего v/\/2 позволяет многим исследователям полагать, что именно изучение свойств и взаимодействий топ-кварка позволит пролить свет на проблему образования масс.

Другая характеристика тон-кварка, вызывающая интерес - его ширина (или время жизни). Топ-кварк не стабилен и быстро распадается по различным каналам (он и был зарегистрирован по продуктам своего распада); согласно СМ топ-кварк распадается практически только на W-бозон и b-кварк и ширина полного распада оказывается равной примерно Т\% = 1.6 ГэВ - примерно в 100 раз меньше его массы, что делает топкварк узким резонансом. Время жизни же топ-кварка (rtop = ока' tot зывается настолько маленьким 4-10~2° сек.) что топ-кварк не способен к адронизации (характерное время адронизации - ~ 3 • Ю-24 сек.) - он распадается задолго до того, как смог бы образовать адроны и делает это практически в той же точке, где и рождается. Из-за отсутствия эффектов адронизации в экспериментах с топ-кварком его изучение предоставляет уникальную возможность исследовать фундаментальные взаимодействия кварков.

Ещё один параметр, связанный с топ-кварком, представляет интерес с точки зрения проверки гипотез СМ - ^-параметр матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскаво (ККМ). В рамках предположений СМ о наличии только трёх поколений кварков в природе матричный элемент Vti оказывается близким к единице. Это следует из измерений других элементов ККМ-матрицы и условия унитарности (VVh = 1), которое накладывает условие связи между элементами. Полученные из этих условий связи значение Vtb примерно равно 0.999. Однако такое значение получено в предположении справедливости СМ с тремя поколениями. Если же отказаться от этого предположения, то значение Vtb оказывается практически неопределённым. Например, если существует четвёртое поколение кварков, то условие унитарности соответствующей матрицы смешивания 4x4 практически не накладывает ограничений на величину Vtb. Первое прямое измерение было сделано при наблюдении рождения одиночного топ-кварка на коллайдере Tevatron [3]. Вероятность рождения одиночного топ-кварка прямо пропорционально Vt%, но в силу малой статистики первое измерение позволило получить лишь очень приблизительную оценку параметра Vtb

Описанные уникальные свойства топ-кварка ставят перед физикой элементарных частиц множество неразрешённых вопросов, среди них:

• почему топ-кварк настолько тяжелее остальных кварков и лепто-нов, обнаруженных в природе?

• в чем причина того, что численное значение константы взаимодействия топ-кварка с бозоном Хиггса (юкавская константа тон-кварка) практически равна единице?

• каким образом кварк, обладая массой в 175 раз большей, чем масса водорода, тем не менее является точечной частицей (т.е. его структура, если она и есть, не проявляется вплоть до расстояний порядка 10"17 см?

На эти вопросы СМ ответа не даёт. Более того, множество исследователей (см., например, [4]) полагает, что отклонения от предсказаний СМ наиболее ярко проявят себя именно в секторе топ-кварка. Уникальные возможности для этого представляют процессы электрослабого рождения одиночного топ-кварка.

Физика за пределами СМ в секторе топ-кварка может проявляться в таких процессах либо через присутствие новых частиц в электрослабом рождении топ-кварка (заряженных s-канальных резонансов, в частности), либо через изменение предсказываемых СМ значений параметров связи топ-кварка с другими частицами (например, параметра Vtb). В представляемой диссертации описаны результаты экспериментальных исследований возможного влияния некоторых эффектов новой физики на рождение одиночного топ-кварка в эксперименте D0 на коллайдере Tevatron.

Диссертацию начинает Введение, в котором предлагается к рассмотрению краткая информация по диссертации, обрисовывается круг исследуемых проблем и обсуждается актуальность поставленных задач.

В главе 1 приведены результаты поиска заряженного массивного векторного бозона - W- в s-канале рождения одиночного топ-кварка.

Представлены результаты двух анализов экспериментальных данных, набранных на БО-детекторе коллайдера Теуа<;гоп, соответствующих интегральной светимости 230 пб-1 и 900 пб-1. На этапе Монте-Карло моделировании сигнальных событий использовалась наиболее общая форма модельно-независимого лагранжиана взаимодействия УУ с фермиоиами, что позволило провести поиск \У не опираясь на конкретную модель. Особенное внимание было уделено учёту интерференции \Ус ТУ-бозоном СМ в э-канальном рождении топ-кварка, вклад которой не учитывался ранее в экспериментальных исследованиях рождения ЦУ в таких процессах. В результате первого анализа были получены следующие результаты: нижняя граница для массы \У, взаимодействующего с фермиоиами посредством левых токов (как ТУ), составила 610 СеУ, в то время, как для , взаимодействующего посредством правых токов, эта граница составила 630 СеУ (670 СеУ) для \У , распадающегося и в кварки, и в лептоны (только в кварки). Второй анализ несколько ужесточил ограничения на массу нижняя граница для массы IV, взаимодействующего с фермиоиами посредством левых токов (как \У) составила 731 СеУ, в то время как для \¥\ взаимодействующего посредством правых токов, эта граница составила 739 СеУ для \У , распадающегося в кварки и лептоны и 768 СеУ для }/У , распадающегося только в кварки. Дополнительно во втором анализе было проведено исследование значений параметров связи IV с фермиоиами; исключены значения констант выше 0.68(0.72) для \У с массой, равной 600 ГэВ для случая \У' распадающегося только в кварки (в лептоны и кварки). Приведенный анализ опубликован в работах [5] - [8].

Глава 2 посвящена анализу возможных отклонений от предсказаний СМ в структуре вершины \¥ЬЬ. СМ предсказывает (V - А) структуру данной вершины, в то время как наиболее общий лагранжиан низшей размерности содержит ещё и векторную правую часть, а также тензорные -правую и левую. Единственным возможным методом прямого изучения данной структуры дают процессы с рождением одиночного топ-кварка. Приготовленные генераторы сигнальных событий учитывали как вклады от векторных и тензорных частей лагранжиана отдельно, так и интерференции между ними. Проделанная работа была направлена на получение первых экспериментальных пределов на параметры, характеризующие вклад векторного и тензорных аномальных операторов в полное сечение элестрослабого рождения топ-кварка. Мы установили следующие верхние пределы на квадраты правого векторного, а также левого и правого тензорных параметров: \/цу\2 < 2.5, |ДТ|2 < 0.5 и |/ят|2 < 0.3 соответственно для измеренных значений |Ц.ь • ¡ьу\2 = 1.81{;з, и

1.41о;д. Результаты этой главы представлены в работах [14]-[15].

Глава 3 посвящена экспериментальному поиску заряженного бозона Хигсса, возникающего в целом классе расширений СМ - моделях с двумя Хигссовскими дублетами (2HDMs), в s-канальном процессе рождения одиночного топ-кварка. Рассматривалось 0.9 фб-1 данных, собранных D0 детектором. Результатом анализа явились верхние пределы на сечения рождения заряженных бозонов Хигсса для трёх типов моделей с двумя Хигссовскими дублетами и исключающая область в плоскости (М#+, tan /3) для модели 2HDM первого типа.

Глава 4 описывает анализ процессов рождения одиночного топ-кварка посредством нейтральных токов, меняющих аромат кварков (Flavour-Changing Neutral Currents, FCNC) между топ-кварком и «-кварком или с-кварком в глюонных вершинах tgu и tgc, что отличает этот анализ от подобных прежних исследований, рассматривающих только вершины с фотоном и Z-бозоном. Рассматривались данные, соответствующие интегральной светимости в 230 пб"1. Такое исследование позволило получить пределы на параметры, характеризующие величину таких нейтральных токов: ограничения на FCNC-параметры на 95% CL следующие: ксд/А < 0.15 ТэВ-1 и кд/А < 0.037 ТэВ-1, где Щ/А характеризует величину £дс-взаимодействия, а кд/А - величину ¿^-взаимодействия. Второй анализ рассматривал количество данных, соответствующих интегральной светимости 2.3 fb"1, и использовал новейшие методы экспериментального анализа, разработанные в процессе исследований, результатом которых стало открытие электрослабого рождения топ-кварков[11]. Результатами новейшего анализа, опубликованными в [12]-[13], являются более жёсткие ограничения на области аномальных параметров, определяющих величину .FCiVC-взаимодействия: кд/А < 0.057 ТэВ-1 и кд/А < 0.013 ТэВ-1, что соответствует следующим ограничениям на доли полной ширины распада: B(t —> eg) < 3.9 х 10~3 и B(t —> ид) < 2.0 х Ю-4.

Заключение содержит основные результаты проделанной работы и выводы.

4.5 Основные результаты главы

В этой главе описаны два последовательных анализа экспериментальных данных, собранных детектором D0Ha коллайдере Tevatron, посвя-щённых поиску нейтральных токов, меняющих аромат кварков (FCNC) в процессах рождения одиночных топ-кварков. Данные исследования являются первыми для адронных коллайдеров, рассматривающими взаимодействия топ-кварка с и- и с-кварками посредством глюонов. Результатами явились предельные интервалы для параметров, определяющих силу FCNC взаимодействия топ-кварка с и- и с-кварками.

В первом анализе, обрабатывающем данные, соответствующие интегральной светимости в 230 пб-1, получены следующие ограничения на РСГ^С-параметры: ксд/А < 0.15 ТэВ-1 кд/А < 0.037 ТэВ-1 где ксд/А характеризует величину Ьдс-взаимодействия, а кд/А - величину ¿ди-взаимодействия.

Результатами второго анализа, основывавшемся на данных, соответствующих интегральной светимости в 2.3 фб-1, явились болеё жёсткие ограничения на аномальные параметры, определяющие силу РС1\ТС взаимодействия. Это стало результатом не только обработки большего количества данных, но и использования новейших методов экспериментального анализа. В таб. 4.12 приведены получившиеся в результате второго РС1ЧС анализа верхние предельные значения параметров, определяющих силу РС1ЧС взаимодействий, на 95% СЬ. По сравнению с первым анализом были получены дополнительные ограничения на сечения рождения одиночных топ-кварков в глюонных вершинах посредством РС1МС и вероятностей распада; эти результаты на 95% СЬ также приведены в таб. 4.12. tgu tgc

Cross section 0.20 pb 0.27 pb

Ktgf/ А 0.013 TeV-1 0.057 TeV"1

B(t -> qg) 2.0 x 10~4 3.9 x 10-3

Заключение

Сформулируем основные результаты, полученные в диссертации и представляемые к защите:

1. На детекторе БО коллайдера ТЕУАТЖЖ проведен поиск дополнительного массивного векторного бозона УУ' в процессах рождения одиночных топ-кварков. Особое внимание при моделировании Монте-Карло событий было уделено корректному учёту вклада интерференционного члена, чего не делалось ранее в предыдущих поисках. В диссертации описаны два последовательных анализа данных. В результате первого анализа, в котором обрабатывались данные, соответствующие интегральной светимости в 230 иб-1, были получены следующие результаты: нижняя граница для массы У/' бозона, взаимодействующего с фермионами посредством левых токов, составила 610 ГэВ, в то время, как для УУ, взаимодействующего посредством правых токов, эта граница составила 630 ГэВ для УУ' , распадающегося в кварки и лептоны. Для случая 1У'-бозона, распадающегося только в кварки, нижняя граница на массу \У составила 670 ГэВ. Второй анализ, проведённый на улучшенной статистике в 900 пб-1, значительно ужесточил ограничения на массу У/'\ нижняя граница для массы IV, взаимодействующего с фермионами посредством левых токов составила 731 ГэВ, для У/' же, взаимодействующего посредством правых токов и распадающегося в кварки и лептоны, эта граница составила 739 ГэВ. Нижняя граница массы И^'-бозона, распадающегося только в кварки составила 768 ГэВ. Дополнительно во втором анализе было проведено исследование значений параметров связи Ж'-бозона, взаимодействующего посредством правых токов, с фермионами; исключены значения констант выше 0.68 для ТУ'-бозона с массой, равной 600 ГэВ, имеющего возможность распадаться только в кварки и значения констант выше 0.72 для IУ, распадающегося и в кварки, и в лептоны.

2. Экспериментально исследована аномальная структура вершины ]¥ 1Ь.

В модели независимого эффективного CP-сохраняющего лагранжиана низшей размерности в вершине Wtb , помимо рассматриваемого в СМ левого векторного оператора, присутствуют также правый векторный, также левый и правый тензорные операторы. При проведении анализа одновременно ставились ограничения на два аномальных параметра (один из которых во всех сценариях отвечает левому векторному оператору), а остальные параметры принимались равными нулю. Получены первые экспериментальные пределы на параметры, характеризующие вклад векторного и тензорных аномальных операторов в полное сечение электрослабого рождения топ-кварка. Мы установили следующие верхние пределы на квадраты правого векторного, а также левого и правого тензорных параметров: |/ду|2 < 2.5, |/lt|2 < 0.5 и |/ят|2 < 0.3 соответственно для измеренных значений • fbv\2 = 1-81} 3, 1-4^0 5 и

1 4+0-9 —0.8'

3. Проведен поиск заряженного бозона Хигсса в процессах рождения топ-кварка на коллайдере TEVATRON. При моделировании Монте-Карло событий использовалась форма наиболее общего лагранжиана, что позволило получить в результате верхние пределы на сечения рождения заряженного Хигссовского скаляра для трёх типов моделей с двумя Хигссовскими дублетами в зависимости от массы скаляра.

4. Проведён экспериментальный поиск нейтральных токов, меняющих аромат кварков (FCNC), в процессах рождения одиночного тон-кварка на коллайдере TEVATRON. В диссертации подробно описаны два последовательных анализа данных. В результате первого анализа, обработавшего данные, соответствующие светимости в 230 пб"1, получены первые для адронных коллайдеров ограничения на параметры, характеризующие величину нейтральных токов, меняющих аромат кварков (Flavour-Changing Neutral Currents, FCNC), между топ-кварком и «-кварком или с-кварком в глюонных вершинах tgu и tgc: ограничения на FCNC-параметры на 95% уровне достоверности следующие: Щ/А < 0.15 ТэВ-1 и kg/А < 0.037 ТэВ-1, где Щ/А характеризует силу tgc-взаимодействия, kg/А - силу ¿gu-взаимодействия, а А - масштаб новой физики. Анализировались данные, соответствующие интегральной светимости в 230 пб-1. Результатами второго анализа, обработавшего данные, соответствующих интегральной светимости 2.3 фб-1, являются более жёсткие ограничения на области аномальных параметров, определяющих силу FCNC взаимодействия: к^/А < 0.057 ТэВ-1 и kg/А < 0.013 ТэВ-1, что соответствует следующим ограничениям на вероятности распада топ-кварка, проходящие без изменения аромата: B(t -» eg) < 3.9 х Ю-3 и B(t —► ид) < 2.0 х 10~4; дополнительно были получены ограничения на сечения рождения одиночного топ-кварка посредством FC NC.

Благодарности

Я от всей души благодарен моим научным руководителям Эдуарду Эрнстовичу Боосу и Льву Владимировичу Дудко за постановку актуальнейших задач, помощь, поддержку, терпение и доверие во время всей работы. Глубочайшую благодарность я хотел бы выразить коллективам Отдела Экспериментальной Физики Высоких Энергий и Отдела Теоретической Физики Высоких Энергий Института Ядерной Физики МГУ и лично Виктору Ивановичу Саврину, Валерии Владимировне Кешек, Игорю Павловичу Волобуеву, Вячеславу Евгеньевичу Вуничеву, Михаилу Николаевичу Смолякову и многим другим сотрудникам института. Также хочу выразить благодарность за помощь всем коллегам-соавторам опубликованных работ, послуживших базой для написания диссертации и коллективу коллаборации Б0 за гостеприимство и возможность участвовать в работе коллаборации.

1. F. Abe et al., CDF Collaboration]

2. Phys. Rev. Lett. 74, 2626 (1995) arXiv:hep-ex9503002.

3. S. Abachi et al., DO Collaboration]

4. Phys. Rev. Lett. 74, 2632 (1995) arXiv:hep-ex9503003.

5. V. Abazov et al., Phys. Lett. B 98, 18 (2007).

6. T. M. P. Tait and C. P. P. Yuan, "Single top quark production as a window to physics beyond the Standard Model," Phys. Rev. D 63, 014018 (2001) arXiv:hep-ph/0007298].

7. V. M. Abazov,., M. Perfilov,. DO Collaboration],

8. Search for W' boson production in the top quark decay channel", Phys. Lett. B 641, 423 (2006) arXiv:hep-ex/0607102.

9. V. M. Abazov,., M. Perfilov,. DO Collaboration],

10. Search for W' Boson Resonances Decaying to a Top Quark and a Bottom Quark,"

11. Phys. Rev. Lett. 100, 211803 (2008) arXiv:0803.3256 [hep-ex.].

12. E. Boos, V. Bunichev, M. Perfilov, R. Schwienhorst and L. Dudko, "Search for V^'boson production in the single top quark channel at DO in Run II",1. D0 Note 5002.

13. E. Boos, T. Bose, V. Bunichev, M. Narain, M. Perfilov and L. Dudko, "Search for Wboson production in the top quark decay channel", D0 Note 5602.

14. V. M. Abazov,., M. Perfilov,. DO Collaboration],

15. Search for production of single top quarks via flavor-changing neutralcurrents at the Tevatron,"

16. Phys. Rev. Lett. 99, 191802 (2007)

17. E. Boos, V. Bunichev, L. Dudko, S. Jain and M. Perfilov,

18. Search for single top quarks via flavor-changing neutral currents at D0in Run II", D0 Note 5117.

19. V. M. Abazov,., M. Perfilov,. DO Collaboration], "Observation of Single Top-Quark Production", Phys. Rev. Lett. 103, 092001 (2009)

20. V. M. Abazov,., M. Perfilov,. DO Collaboration],

21. Search for flavor changing neutral currents via quark-gluon couplings in single top quark production using 2.3 fb~l of pp collisions", . Phys. Lett. B 693, 81 (2010)

22. L. Li, M. Perfilov, R. Schwienhorst, L. Dudko and E. Boos,

23. Search for flavor changing neutral currents in the single top final state in 2.3 fb~l of data", D0 Note 6057.

24. V. M. Abazov,., M. Perfilov,. DO Collaboration],

25. Search for anomalous Wtb couplings in single top quark production," Phys. Rev. Lett. 101, 221801 (2008) arXiv:0807.1692 [hep-ex.].

26. E. Boos, V. Bunichev, L. Dudko, S. Jabeen, U. Heintz, M. Perfilov and R. Schwienhorst,

27. Search for Anomalous Wtb couplings with 0.9 fb~loi D0Data ", D0 Note 5649.

28. V. M. Abazov,., M. Perfilov,. DO Collaboration],

29. Search for Charged Higgs Bosons Decaying into Top and Bottom

30. Quarks in pp? Collisions,"

31. Phys. Rev. Lett. 102, 191802 (2009)

32. E. Boos, V. Bunichev, L. Dudko, G. Kertzscher, C. Potter, B. Vachon, "Search for a heavy charged higgs boson reconstructed in the tb final state",1. D0 Note 5552.

33. R. S. Chivukula, E. H. Simmons and J. Terning, "Limits on noncommuting extended technicolor," Phys. Rev. D 53, 5258 (1996). arXiv:hep-ph/9506427].

34. D. B. Kaplan and H. Georgi,

35. SU(2) X U(l) Breaking By Vacuum Misalignment," Phys. Lett. B 136, 183 (1984).

36. H. Georgi and D. B. Kaplan, "Composite Higgs And Custodial SU(2),"

37. Phys. Lett. B 145, 216 (1984). N. Arkani-Hamed, A. G. Cohen and H. Georgi,

38. Electroweak symmetry breaking from dimensional deconstruction," Phys. Lett. B 513, 232 (2001). D. E. Kaplan and M. Schmaltz, "The little Higgs from a simple group," JHEP 0310, 039 (2003). M. Schmaltz and D. Tucker-Smith, "Little Higgs review,"

39. Ann. Rev. Nucl. Part. Sci. 55, 229 (2005). B. Schrempp, Proceedings of the 23rd International Conference on High Energy Physics, Berkeley (World Scientific, Singapore 1987); U. Baur et ai, Phys. Rev. D35, 297 (1987);

40. M. Kuroda et al., Nucl. Phys. B261, 432 (1985). R.W. Robinett, Phys. Rev. D26, 2388 (1982);

41. R.W. Robinett and J.L. Rosner, Phys. Rev. D26, 2396 (1982);

42. P. Langacker, R. W. Robinett, and J.L. Rosner, Phys. Rev. D30, 14701984).

43. A. Datta, P. J. O'Donnell, Z. H. Lin, X. Zhang and T. Huang, "Effects of Kaluza-Klein excited W on single top quark production at Tevatron,"

44. Phys. Lett. B 483, 203 (2000).

45. R. Sundrum, arXiv:hep-th/0508134;

46. C. Csaki, Jay Hubisz, Patrick Meade, arXiv:hep-ph/0510275; G. Kribs, arXiv:hep-ph/0605325.

47. E. Malkawi, T. Tait and C. P. Yuan, Phys. Lett. B 385, 304 (1996).

48. D. J. Muller and S. Nandi, Phys. Lett. B 383, 345 (1996).

49. J. C. Pati and A. Salam, Phys. Rev. D 10, 275 (1974).

50. R. N. Mohapatra and J. C. Pati, Phys. Rev. D 11, 566 (1975).

51. R. N. Mohapatra and J. C. Pati, Phys. Rev. D 11, 2558 (1975).

52. G. Senjanovic and R. N. Mohapatra, Phys. Rev. D 12, 1502 (1975).

53. Y. Mimura and S. Nandi, Phys. Lett. B 538, 406 (2002).

54. M. Cvetic and J. C. Pati, Phys. Lett. B 135, 57 (1984).

55. P. Langacker and S. Uma Sankar, Phys. Rev. D 40, 1569 (1989).

56. J. Donoghue and B. Holstein, Phys. Lett. 113B, 383 (1982);

57. L. Wolfenstein, Phys. Rev. D29, 2130 (1984).

58. TASI 2004: R. Sundrum, "Introduction to Extra Dimensions"; C. Csaki, "Electroweak in Extra Dimensions";

59. G. Kribs, "Phenomenology in Extra Dimensions".

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

61. CDF Collaboration, T. Affolder et al, Phys. Rev. Lett. 87, 231803 (2001).

62. DO Collaboration, V. Abazov et al., Phys. Rev. D 69, 111101 (2004).

63. CDF Collaboration, D. Acosta et al., Phys. Rev. Lett. 90, 081802 (2003).

64. E. Boos, V. Bunichev, L. Dudko and M. Perfilov, Phys. Lett. B 655, 245 (2007) arXiv:hep-ph/0610080].

65. E. Boos et al. Nucl. Instrum. Meth. A 534, 250 (2004).

66. Z. Sullivan, Phys. Rev. D 66, 075011 (2002) arXiv:hep-ph/0207290].

67. V. Abazov, "Search for single top quark production in pp collisions at v/s =1.96 TeV," Phys. Lett. B 622, 265 (2005) arXiv:hep-ex/0505063],

68. V. Abazov, "Multivariate searches for single top quark production with the DO detector, " arXiv:hep-ex/0604020]

69. M.L. Mangano, M. Moretti, F. Piccinini, R. Pittau and A.D. Polosa, J. High Energy Physics 0307, 001 (2003)

70. J. M. Campbell and R. K. Ellis, http://mcfra.fnal.gov/

71. J. M. Campbell and R. K. Ellis, Phys. Rev. D 65 (2002) 113007 arXiv:hep-ph/0202176].

72. N. Kidonakis and R. Vogt, Phys. Rev. D 78 (2008) 074005 arXiv:0805.3844 [hep-ph]].

73. B. W. Harris, E. Laenen, L. Phaf, Z. Sullivan and S. Weinzierl, Phys. Rev. D 66 (2002) 054024 arXiv:hep-ph/0207055].

74. T. Sjostrand, L. Lonnblad and S. Mrenna, arXiv:hep-ph/0108264.

75. R. Brun, R. Hagelberg, M. Hansroul and J. C. Lassalle,

76. T. Edwards et al. (DO Collaboration), FERMILAB-TM-2278-E (2004).

77. I. Bertran (DO Collaboration), FERMILAB-TM-2104 (2000).

78. S. Jain et al., "Computing Limits using a Bayesian approach in the package topstatisctics'\ D0Note 5123 (2006).

79. CDF Colaboration, CDF Note 8747 (2007).

80. J. Schwindling, "MLpfit: A Tool For Designing and Using Multi-Layer Perceptrons ,"http://scwind.home.cern.ch/scwind/MLPfit.html

81. G. Eilam, J. L. Hewett and A. Soni, Phys. Lett. D 44, 1473 (1991).

82. F. Abe et al. (CDF Collaboration) Phys. Rev Lett. 80, 2525 (1998).

83. L3 Collaboration Phys. Lett. B549, 290 (2002).

84. S. Chekanov et al, ZEUS Collaboration Phys. Lett. B559, 153 (2004).

85. A. A. Ashimova and S. B. Slabospitsky, (2006). arXiv:hep-ph/0604119].

86. V. Abazov et al., Phys. Rev. Lett. 93, 141801 (2004).

87. J. J. Liu, C. S. Li, L. L. Yang and L. G. Gin, "Next-to-leading order QCD corrections to the direct top quark production via model-independent FCNC couplings at hadron colliders" Phys. Rev D 72, 074018 (2005). arXiv:hep-ph/0508016].

88. H. L. Lai et al. CTEQ Collaboration], Eur. Phys. J. C 12, 375 (2002); J. Pumplin et al. [CTEQ Collaboration], JHEP 0207, 012 (2002)

89. S. Jadash, J. H. Kuhn and Z. Was, Comput. Phys. Commun. 64, 275 (1990)

90. D. J. Lange, Nucl. Instrum. Methods Phys. Rev A 462, 152 (2001)

91. B. Brun et al., CERN Program Library Long Writeup W5013 (1994)

92. T. Edwards et al. DO Collaboration],

93. Determination of the Effective Inelastic pp Cross-Section for the D0RunII Luminocity Measurement," (1. FERMILAB-TM-2278-E (2004)

94. A. Quadt et al., D0 note 4564 (2004).

95. V. Abazov et al. DO Collaboration], conference note 4722, D0note 46702005).68. I. Bertram et al.,

96. A Recipe for the Construction of Confidence Limits," FERMILAB-TM-2104 (2000).

97. T. Aaltonen et al. CDF Collaboration], Phys. Rev. Lett. 102, 151801 (2009) [arXiv:0812.3400 [hep-ex]].

98. L. L. Yang, C. S. Li, Y. Gao and J. J. Liu, Phys. Rev. D 73, 0740172006) arXiv:hep-ph/0601180.

99. J. Gao, C. S. Li, J. J. Zhang and H. X. Zhu, Phys. Rev. D 80, 114017 (2009) arXiv:0910.4349 [hep-ph]].

100. C. Peterson, T. Rognvaldsson, and L. Lonnblad, JETNET 3.0-A Versatile Artificial Neural Network Package, Computer Physics Communications 81, 185-220 (1994).

101. J. J. Liu, C. S. Li, L. L. Yang, and L. G. Jin, "Next-to-leading order QCD corrections to the direct top quark production via model-independent FCNC couplings at hadron colliders," Phys. Rev. D 72, 074018 (2005), arXiv:hep-ph/0508016].

102. I. Bertram et al., Fermilab-TM-2104 (2000).

103. S. Jain et al., "Computing Limits Using a Bayesian Approach in the Package top.statistics," D0 Note 5123 (2006).

104. S. Jain et al., "Statistical Methods implemented in the Package top.statistics," D0 Note 5817 (2008).

105. J. J. Zhang, C. S. Li, J. Gao, H. Zhang, Z. Li, C. P. Yuan and T. C. Yuan, Phys. Rev. Lett. 102, 072001 (2009) arXiv:0810.3889 [hep-phj],

106. The Single Top Working Group, "Observation of Single Top Quark Production in 2.3 fb1 of Data using Bayesian Neural Networks," D0 Note 5812, (2008).

107. R.M. Neal, Bayesian Learning for Neural Networks (Springer-Verlag, New York, 1996).

108. C. Peterson, T. Rôgnvaldsson, and L. Lonnblad, JETNET 3,0-A Versatile Artificial Neural Network Package, Computer Physics Communications 81, 185-220 (1994).

109. S. Eidelman et al. Particle Data Group], Phys. Lett. B, 592 (2004).

110. F. Larios, M.A. Perez and C.P. Yuan, Phys. Lett. B, 457 (1999) 334.

111. V. M. Abazov et al., DO Collaboration] Phys. Rev. Lett. 100, 062004 (2008).

112. CDF Collaboration] CDF Note 8280 (2006).

113. D. Acosta et al., CDF Collaboration] Phys. Rev. Lett. 95, 102002 (2005).

114. V. M. Abazov et al., DO Collaboration] Phys. Lett. B 639 , 616 (2006).

115. J. Pumplin et al., "New Generation of Parton Distributions with Uncertainties from Global QCD Analysis," J. High Energy Phys. 0207, 012 (2002). We used version CTEQ6L1.

116. T. Sjostrand et a/., "PYTHIA 6.2: Physics and Manual," hep-ph/0108264. We used version 6.323.

117. M.L. Mangano et al., "ALPGEN, a Generator for Hard Multiparton Processes in Hadronic Collisions," J. High Energy Phys. 0307, 001 (2003). We used ALPGEN version 2.

118. G.C. Blazey et al., FERMILABPUB-00-297 (2000).

119. V.M. Abazov et a I (DO Collaboration), Phys. Rev. Lett. 98, 181802 (2007).

120. PACS numbers: 14.65.Ha; 12.15.Ji; 13.85.Qk V.M. Abazov et a 1. (DO Collaboration), submitted to Phys. Rev. D. (2008).

121. The Single Top Working Group, "Using Boosted decision trees to Search for Single Top Quarks in 1 ib"1 of Data," D0 Note 5286 (2006).

122. V.M. Abazov et al. (DO Collaboration), Phys. Rev. Lett. 98, 181802 (2007).

123. J. Gunion et al., The Higgs Hunter's Guide, Frontiers in Physics (Addison-Wesley, Redwood City, CA, 1990).

124. H.-J. He and C.-P. Yuan, Phys. Rev. Lett. 83, 28 (1999).

125. M. Misiak et al., Phys. Rev. Lett. 98, 022002 (2007).

126. A.G. Akeroyd and S. Recksiegel, J. Phys. G 29, 2311 (2003).

127. B. Abbott et al. (DO Collaboration), Phys. Rev. Lett. 82, 4975 (1999); V.M. Abazov et al. (DO Collaboration), Phys. Rev. Lett. 88, 151803 (2002); A. Abulencia et al. (CDF Collaboration), Phys. Rev. Lett. 96, 042003 (2006).

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

129. A. Sopczak and A. Pompos, "Charged higgs boson search DONote 5096 (2006).

130. A. Belyaev, D. Garcia, J. Guasch and J. Sola, "Prospects for supersymmetric charged higgs boson discovery at the tevatron and the LHC arXiv:hep-ph/0105053.

131. W.-M. Yao et al (Particle Data Group), J. Phys. G 33, 1 (2006).

132. E. Aguilö et al (DO Single Top Group), "Search for the Single Top Quark Production in 1 fb~l of Data DONote 5285 (2006).

133. H. Logan, Private communication, (2007).

134. D. Berdine, N. Kauer and D. Rainwater, "Breakdown of the Narrow Width Approximation for New Physics arXiv:hep-ph/0703058.

135. J.L. Diaz-Cruz, H.-J. He and C.-P. Yuan, "Soft Supersymmetry Breaking, Scalar Top-Charm Mixing and Higgs Signatures arXiv:hep-ph/0103178.

136. E. Boos et al, "CompHEP 4.4-automatic computations from Lagrangians to events", Nucl. Instrum. Methods A 534, 250-259 (2004).

137. A. Djouadi, J. Kalinowski and M. Spira, "Hdecay: a program for higgs boson decays in the standard model and its supersymmetric extension arXiv:hep-ph/0704448.

138. T. Sjostrand, L. Lonnblad, S. Mrenna and P. Skands/'PYTHIA 6.3: Physics and manual", arXiv:hep-ph/0308153.

139. M. Anastasoaie, S. Robinson and T. Scanlon, "Performance of the NN ¿-Tagging Tool on pi7 Data DONote 5213 (2006).

140. E. Barberis et al, "The Matrix Method and its Error Calculation DONote 4564 (2004).

141. Common Samples Group webpage for pl7 data: http://www-d0.fnal.gov/Run2Physics/cs/skimming/fixPass2pl70903.html

142. V. M. Abazov et al., "Evidence for Production of Single Top Quarks and First Direct Measurement of \Vtb\ Phys. Rev. Lett. 98, 18 (2007).

143. S. Jain et al, "Limits using a Bayesian approach in the package 'topstatistics' DONote 5123 (2006).

144. M. Luke and M.J. Savage, Phys. Lett. B307, 387 (1993).

145. D. At wo od et al, Phys. Rev. D54, 3296 (1996).