Рождение чармония в e+e- аннигиляции тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.23 ВАК РФ

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

На правах рукописи

Пахлов Павел Николаевич

Рождение чармония в е+е аннигиляции

Специальность 01 04 23 — физика высоких энергий

АВТОРЕФЕРАТ диссертации на соискание ученой степени доктора физико-математических наук

Москва 2007 г ООЗОВ14Э1

003061431

УДК 539 12

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

Официальные оппоненты.

Ведущая организация

доктор физ -мат наук, профессор, член-корр РАН А. Б. Кайдалов (ГНЦ РФ ИТЭФ, г. Москва)

доктор физ -мат наук, профессор В. Л. Черняк (ИЯФ СО РАН, г Новосибирск)

доктор физ -мат наук, профессор, член-корр РАН В. Ф. Образцов (ГНЦ РФ ИФВЭ, г Протвино)

НИИЯФ МГУ

(г Москва)

Защита диссертации состоится 2 октября 2007 г в 14 часов на заседании диссертационного совета Д 201 002 01 в конференц-зале ГНЦ РФ ИТЭФ по адресу г Москва, ул Б Черемушкинская, д. 25

С диссертацией можно ознакомиться в библиотеке ИТЭФ Автореферат разослан 31 августа 2007 г

Ученый секретарь диссертационного совета кандидат физико-математических наук

В В Васильев

Общая характеристика работы

Диссертация посвящена изучению механизмов рождения чармония в е+е~ аннигиляции В работе представлены первое обнаружение и результаты измерения процессов парного рождения чармония, а также ассоциативного рождения чармония и очарованных мезонов в е+е~ аннигиляции Измерены сечения этих процессов, оказавшиеся на порядок выше ожидаемых теоретически Результаты углового анализа находятся в разногласии с теорией В диссертации представлено обнаружение новых состояний чармония Свойства одного из них, Х(3940), плохо согласуются с ожиданиями кварковой модели

Экспериментальные данные, использованные в представленных исследованиях, получены на установке Belle, работающей на асимметричном е+е~-коллайдере КЕКВ (г Цукуба, Япония) в области энергии рождения Т(45)-резонанса

Актуальность темы

Физика кваркония предоставляет уникальную возможность исследовать свойства сильного взаимодействия на малых расстояниях, где доминируют пертурбативные эффекты Благодаря большой массе обоих кварков теоретические модели выглядят более надежными, чем в случае обычных мезонов, содержащих легкий кварк С другой стороны, состояния кваркония тестируют взаимодействия на больших расстояниях, где теория возмущений неприменима, и до сих пор не существует математического аппарата для численных расчетов в рамках КХД

В 1995 году на Теватроне проявилось первое существенное разногласие между теоретическими расчетами рождения чармония и экспериментом измеренное сечение рождения ф(23) с большим поперечным импульсом в рр

взаимодействиях оказалось более чем на порядок выше оцененного теоретически Хотя была предложена гипотеза, позволившая частично устранить это противоречие, сомнения в ее справедливости оставались до последнего времени В результате последующего изучения рождения кваркония в разнообразных процессах обнаружилось отсутствие самосогласованного понимания механизмов его рождения Рождение чармония в е+е~ аннигиляции представляет простейший процесс для теоретических вычислений, а после начала работ В-фабрик исследовалось экспериментально на большой статистике данных Первое измерение сечения рождения J/ф и его кинематических характеристик в эксперименте Belle [1] не противоречило теоретическим вычислениям Однако последующие исследования механизма рождения J/ф в е+е~ аннигиляции показали серьезные разногласия с теорией В частности, одной из главных проблем явилось противоречие между большими измеренными сечениями парного рождения чармония в е+е~ аннигиляции [2, 3] и процесса е+е~ —+ J/ф сс [2, 4], результаты исследования которых представлены в диссертации, с теоретическими предсказаниями

Не менее противоречивой областью в последние пять лет стала спектроскопия чармония Десять состояний чармония были открыты в период с 1974 по 1979 гг, а в течение последующих двадцати пяти лет не было найдено ни одного нового состояния В 2002 г началась новая эпоха революционных экспериментальных открытий Обнаружены восемь новых состояний, лишь половину которых можно идентифицировать как ожидаемые состояния в спектре возбуждений чармония Свойства остальных, включая Х(3940), результат измерения которого представлен в диссертации и работе [5], плохо согласуются с теоретическими предсказаниями

Цель диссертации

Целью диссертации является изучение механизмов рождения чармония в е+е~ аннигиляции и поиск новых состояний в процессе парного рождения чармония

Научная новизна

Впервые обнаружены процессы парного рождения чармония в е+е~ аннигиляции е+е~ —> J/ф (cc)res и е+е~~ —> ф(2Б) (cc)tes, а также измерены

их сечения Впервые выполнен угловой анализ процесса е+е~ —> J/ф (cc)res Впервые обнаружен процесс ассоциативного рождения чармония и очарованных мезонов в е+е~ аннигиляции На основании числа восстановленных пар J/ф и D-мсзонов впервые получено сечение процесса е+е~ —> J/ф tic Все измеренные сечения на порядок превосходят ожидаемые В процессе парного рождения обнаружены новые состояния чармония г/с(25) и Х(3940), измерены их массы, ширина Х(3940) и вероятности распадов Х(3940) в конечные состояния DD, D*D и J/фш

Основные положения, выносимые на защиту

1 Первое обнаружение процессов е+е~ —* J/ф (сс)ге8

2 Угловой анализ процессов е+е~ —* J/ф (сс)гея

3 Первое обнаружение процессов е+е~ —> ф(2Б) (сс)ге8

4 Измерение сечений обнаруженных процессов парного рождения чармония

5 Первое обнаружение ассоциативного рождения J/фтл очарованных мезонов в е+е~ аннигиляции

6 Измерение сечения процесса е+е~ —* J/фcc

7 Обнаружение новых состояний чармония Г]с{28) и Х(3940), измерение сечений рождения этих состояний в процессе парного рождения чармония, измерение их масс, ширины Х(3940) и вероятностей распадов Х(3940) - £>*Д J/фш

Апробация работы и публикации

Основные материалы диссертации опубликованы в работах [1 — 5] Материалы, представленные в диссертации, докладывались на совещаниях сотрудничества Belle, семинаре ИТЭФ, сессиях-конференциях секции

отделения ядерной физики РАН, многочисленных международных конференциях Среди них Рочестерские конференции ICHEP 2002 (г Амстердам, Голландия), ICHEP 2004 (г Пекин, Китай) [6], ICIIEP 2006 (г Москва, Россия) [7], конференции Европейского физического общества EPS 2003 (г Аахен, Германия), EPS 2005 (? Лиссабон, Португалия) [8], крупные конференции ЕР CP 2002 (г Филадельфия, США) [9], Recontres de Monond-2003, 2004, ^005 (г Лез Арк, Франция) [10], DIS 2003 (г Санкт-Петербург, Россия,), Charm 2006 (г Пекин, Китай), "Физика на е+е~ коллайдерах-2006" (г Новосибирск, Россия) [11]

Результаты обнаружения процессов е+е~ —> J/тр [ее) подтверждены сотрудничеством BaBar [12] Наблюдается хорошее согласие между измерениями сечений парного рождения чармония, представленными в настоящей диссертации и выполненными в эксперименте BaBar

Структура и объем диссертации

Диссертация состоит из введения, девяти глав и заключения Ее объем 173 страницы, включая 56 рисунков и 21 таблицу Список цитируемой литературы содержит 166 наименований

Краткое содержание диссертации

Введение посвящено обсуждению актуальности физики кваркония В нем формулируется тема исследования и приводится план расположения материала.

В Главе 1 обсуждаются теоретические модели расчетов процессов рождения чармония и его спектроскопии Теоретический обзор начинается с описания Квантовой Хромодинамики (КХД), как базовой структуры, исходя из общих свойств которой необходимо выстроить расчетные модели Далее обсуждается перспективный теоретический подход — расчеты КХД на решетках, которые в будущем, возможно, позволят точно вычислять как сечения рождения, так и спектроскопию чармония Расчеты КХД на решетках основываются на вычислении фейнмановских интегралов по путям, исходя из первых принципов КХД Однако для достижения необходимой точности

требуется колоссальная мощность компьютеров, пока едва достижимая, а попытки упрощения расчетов ведут к дополнительным погрешностям, которые трудно контролировать

Один из общепринятых феноменологических методов вычислений, позволяющий разделить пертурбативные и непертурбативные эффекты, представлен в рамках эффективной нерелятивистской КХД (НРКХД) Сечение рождения (сс)-пары вычисляется в рамках теории возмущения, а матричные элементы перехода (сс)-пары в конкретное состояние чармония определяются, как правило, из эксперимента Важная особенность такого подхода—универсальность (независимость от процесса рождения) матричных элементов В пределе Лд^д/тпс —» 0, то есть бесконечно тяжелых кварков, НРКХД должна выполняться точно В различных экспериментах оценивается степень точности этого подхода

В потенциальных моделях спектр масс чармония получается из уравнения Шредингера, основываясь на нерелятивистской природе чармония Хотя вид потенциала V диктуется свойствами, ожидаемыми из КХД, он не очевиден, и его необходимо подобрать, решая обратную задачу с использованием экспериментальных данных Учет спин-спинового и спин-орбитального взаимодействий, релятивистских поправок, влияния порогов открытого чарма дает в конечном итоге необходимые инструменты, чтобы рассчитать спектр состояний кваркония и их распады

В Главе 2 приведен обзор существующих измерений и теоретических расчетов рождения чармония в разнообразных процессах В 1995 году сотрудничество CDF [13] измерило сечения прямого рождения ряда состояний чармония, оказавшиеся на порядок выше теоретических оценок Предложенный способ разрешения этого противоречия (учет цвето-октетного вклада) [14] позволил привести теоретические вычисления в соответствие с экспериментом, однако позже обнаружилось плохое согласие между предсказанными и измеренными поляризациями J/ф и ф(2S), рожденных в рр взаимодействиях [15] Помимо этого, в ряде других экспериментов в иных процессах рождения чармония также наблюдалось противоречие с вычисленными сечениями

Рождение J/tp в е+е~ аннигиляции при y/s ~ 10 бГэВ с сечением «2пб было открыто в 1992 г сотрудничеством CLEO В 1995-1999 гг сечение процесса е+е~ —> J/■ф X было оценено теоретически Цвето-синглетная модель предсказывала сечение процесса е+е~ —» J/xjj + дд в диапазоне 0 45 — 0 8 пб

Учет цвето-октетного вклада е+е~ —► J/ф + g привел к увеличению оценки полного сечения рождения J/фв е+е~ аннигиляции до 1 1 — 1 бпб, что находится в хорошем согласии с измерением Вклад цвето-синглетной диаграммы е+е~ —> J/фсс ожидался столь малым (0 05 —0 1 пб), что экспериментальное обнаружение процесса е+е~ —► J/фсс считалось невероятным [16]

Глава 3 посвящена спектроскопии чармония Результаты измерения масс известных состояний чармония сравниваются с вычисленными в рамках потенциальных моделей и КХД на решетках Спектроскопия состояний чармония, обнаруженных в 70ыс годы, хорошо описывается потенциальными моделями Новые состояния, открытые за последние 5 лет, уже не столь безупречно согласуются с предсказаниями теории Некоторые новые состояния до сих пор не идентифицированы, причем для ряда из них даже измерение их квантовых чисел не помогло найти подходящее место в списке ожидаемых состояний чармония Примером может служить состояние Х(3872), открытое в 2003 г сотрудничеством Belle [17] в распадах В± —» ХК± Измеренные квантовые числа этого состояния совпадают с ожидаемыми для Xci(2P), однако масса %ci(2P) предсказывается на ~ 80МэВ/с2 выше измеренной, а вероятность распада на J/V'T примерно на два порядка превосходит результаты эксперимента Наилучшим объяснением природы Х(3872) остается предположение, что эта частица является связанным состоянием D0 и Dмезонов (£)°1)*0-молекула) [18] Непонятной остается природа состояния У (4260) с квантовыми числами JPC = 1- , открытого в 2004 г в е+е~ аннигиляции с излучением в начальном состоянии сотрудничеством BABar [19]

Глава 4 содержит описание экспериментальной установки, асимметричных накопительных колец КЕКВ [20], детектора Belle [21], системы триггеров для отбора различных физических процессов, а также используемой техники идентификации заряженных частиц Детектор Belle оптимизирован для измерения CP-нарушения в распадах ß-мезонов Элементы детектора цилиндрически-симметрично размещены вокруг точки взаимодействия пучков в магнитном поле напряженностью 1 5 Т, создаваемом сверхпроводящим соленоидом Основными компонентами детектора являются кремниевый вершинный детектор (SVD), дрейфовая камера (CDC), аэрогелевый детектор Черенковского излучения (АСС), временипролетная система (TOF), электромагнитный калориметр (ECL) на основе кристаллов CsI(Tl), сверх-

проводящий магнит, а также слои мюонных камер (KLM), расположенные в ярме магнита Детектор покрывает телесный угол от 17° до 150° по полярному углу, что соответствует 92% от полного телесного угла 4тг в системе центра масс е+е~ пучков Универсальный характер установки позволяет проводить измерение редких распадов В-мезонов, исследование свойств очарованных частиц, физики двухфотонных взаимодействий, распадов т-лептона, а также поиск физических явлений за пределами Стандартной Модели

Глава 5 посвящена результатам измерений, выполненных с использованием образца данных, соответствующего набранной за первые два года работы детектора интегральной светимости 46 2 фб"1 В этих исследованиях было доказано, что J/ф с импульсом выше порога рождения из В-мезонов возникают не из распадов Т(45)-резонанса, как предполагалось ранее, а в е+е~ аннигиляции Кроме того, было вычислено сечение процесса е+е~ —► J/ф X, измерен импульсный спектр и поляризация J/ф [1], разумно согласующиеся с предсказаниями НРКХД Последующее исследование показало, вопреки ожиданиям теории, доминирование процесса е+е~ —у J/ф сс и существование процесса парного рождения чармония с неожиданно большим сечением [2, 9]

Зная начальную энергию е+е~ взаимодействия и предполагая, что конечное состояние е+е" —* J/фХ двухчастичное, можно определить массу частицы X без ее восстановления Масса X, вычисленная согласно формуле

MUJ/Ф) = , (1)

где Ej/ф и РУ/ф— энергия и импульс J/ф в системе центра масс, называется массой отдачи к J/ф. Спектр масс отдачи к J/ф в событиях с заряженной множественностью, превышающей 4, после вычитания комбинаторного фона приведен на рис 1 Представленный спектр демонстрирует отсутствие реальных J/ф в области масс отдачи меньших 2 8 ГэВ/с2, в то время как в области и 3 0 ГэВ/с2 наблюдается пороговый скачок вероятности (сечения) рождения С помощью моделирования было доказано, что, хотя эффективность критериев отбора понижается для малых масс отдачи, ее поведение остается плавным, без каких-либо особенностей в области наблюдаемого порогового скачка Положение порога соответствует удвоенной массе с-кварка, являясь указанием на доминирование процесса е+е~ —» J/ф сс при рождении J/ф в е+е~ аннигиляции

Для выяснения природы такого поведения сечения область вблизи Мгес ~

200

> a>

О 150 о

Z 100 50 0

0 1 2 3 4 5 6 Mrec(J/¥) GeV/c2

Рис 1 Спектр масс отдачи к J/ip после вычитания комбинаторно! о фона

+

+

+

_I_I_L

35

I

J_I_L-

J_I_L.

3 ОГэВ/с2 была исследована детально. Чтобы повысить чувствительность к возможным узким структурам, 3/ф-кандидаты из сигнальной области подвергались кинематической подгонке в табличную массу 3/ф Это обеспечило улучшение разрешения по массе отдачи к 3/ф почти в два раза, составившего в результате сгмгес =30 МэВ/е2 при Мгес(3/ф) ~3 0 ГэВ/с2 Спектр масс отдачи с улучшенным разрешением в области наблюдаемого порогового поведения показан на рис 2 Четкий пик наблюдается вблизи Мтес «30 ГэВ/с2, в то время как события из контрольного образца дают гладкое распределение, показанное на рис 2 заштрихованной гистограммой Поскольку процесс е+е~ —> 7* —» «//-0 3/ф запрещен сохранением зарядовой четности, наиболее вероятным объяснением происхождения этого пика является существование процесса е+е~ —► 3/фт]г Помимо очевидного пика вблизи массы 3 ОГэВ/с2, два других наблюдаются вблизи известной массы х<л 3.4 ГэВ/с2) и ожидаемой массы т]с(25Г) иЗ 6ГэВ/с2 Измерение числа событий в пиках и их точное положение было выполнено с помощью подгонки приведенного спектра функцией, содержащей три сигнальных компоненты и полином второй степени для описания фона Форма сигнальных функций определялась с

0 2 2.5 3 3.5 4

Мгес(ЛА|/) йеУ/с2

Рис 2 Спектр масс отдачи к J/ф после кинематической подгонки в табличную массу J|■ф Сигнальная область показана точками с ошибками, заштрихованная гистограмма соответствует нормированному контрольному образцу фоновых событий Результат подгонки показал сплошной кривой Штриховая линия—вклад фона

помощью моделирования методом Монте Карло с учетом радиационной поправки в начальном состоянии Аппроксимирующая кривая представлена на рис 2 сплошной кривой, вклад фоновой компоненты показан пунктирной линией Выход событий т]с составил Л^с = 671 ^ положение пика щ соответствует массе Мщ = (2 962±0 013) ГэВ/с2 Числа событий в пиках Хсй и г)с(2Б) оказались равны Л^с0 = ЗЭ^з и Л^до) = 42а положения соответствующих пиков МХсЯ = (3 403 ± 0 014) ГэВ/с2 и Мщ{25) = (3 622 ± 0 012) ГэВ/с2 Измеренные массы т]с и Хсо хорошо согласуются с табличными значениями [22], измеренная масса /7с(25) оказалась вблизи ожидаемой величины (3 62 — 3 64) ГэВ/с2 Статистическая значимость каждого из пиков, оцененная как \/-21п(£{, / £тох), где £та1 — максимальное правдоподобие подгонки, а ~ правдоподобие подгонки при амплитуде г-го сигнала, зафиксированной в 0, составила А^ = 6 7<т, Л/^ = 3.3 о и Л/*^^ = 3 4 а Статистическая значимость наблюдения только процесса е+е~ —» З/фЦс превосходит

5 0 стандартных отклонений

Для оценки систематической ошибки выполнялись подгонки с различными параметризациями фона и сигнала В частности, фон описывался полиномом третьей степени, а также функцией, зафиксированной из контрольного образца, не содержащею реальных 3/ф Форма сигнала варьировалась в различных предположениях о функции разрешения детектора, а также при изменении ширины г)с в пределах ее ошибки Кроме того, менялся интервал спектра масс отдачи, использованный в подгонке, и выполнялась подгонка с исключенными сигналами Хсо и г]с(25) Во всех случаях значимость сигнала г/с оставалась выше 5 9 стандартных отклонений, а число событий в пике г/с менялось в пределах ±16% Другим источником систематической ошибки являлась неопределенность в эффективности восстановления 3/ф, зависящей как от углового распределения вылета 3/ф в системе центра масс е+е~, так и от поляризации 3/ф Рассматривались предельные случаи угловых зависимостей, а максимальная разница в эффективности трактовалась как систематическая ошибка Различие эффективностей восстановления треков и идентификации лептонов в моделированных и реальных событиях также учитывалось в полной систематической погрешности измерения, которая в итоге составила 28%

В результате требования на полную заряженную множественность в событии (больше 4) все распады г]с на ноль или две заряженные частицы оказались исключены из анализа Поскольку вероятность таких распадов неизвестна, результат приведен в форме произведения полного сечения и вероятности распада т]с на более чем две заряженные частицы (для удобства мы введем обозначение для этой вероятности — В>2)

а{е+е~ -> 3/фЦс (7)) х В>2 = (0 033 ±8± 0 009) пб (2)

В Главе 6 представлены результаты детального изучения процесса парного рождения чармония, выполненного на образце данных, соответствующих интегральной светимости 155 фб-1 [3,10,11] После публикации первого исследования, обсуждавшегося в главе 5, сечение процесса е+е~ —> 3/фт]с было оценено теоретически Расчеты, выполненные в рамках НРКХД, предсказывали сечение этого процесса «Зпб [23], то есть, по-крайней мере, на порядок меньше измеренного Для объяснения разногласия с результатами, представленными в диссертации, было высказано предположение, что

пик, обнаруженный в спектре масс отдачи к J/ф, интерпретирован как rjc ошибочно, а на самом деле он является сигналом е+е~ аннигиляции через два виртуальных фотона в пару J/ф J/ф Учитывая эти аргументы, шкала масс отдачи к J/ф была прокалибрована, используя радиационный возврат в ip(2S) (е+е~ —> ф(2Б) 7), имеющий большое сечение и схожую кинематику Проведенное исследование спектра квадрата масс отдачи к ф(2Б) в событиях радиационного возврата позволило утверждать, что шкала масс отдачи к J/ф известна с точностью до 3 МэВ/с2, и использование метода масс отдачи не оставляет возможности перепутать г)с и J/ф

Спектр масс отдачи к J/ф па статистике, утроенной за последующие после первого измерения два года работы детектора Belle, приведен на рис 3

Рис 3 Спектр масс отдачи к восстановленным кандидатам З/ф Подгонка, показанная сплошной линией, выполнена в предположении вклада трех состояний чармояяя в отдаче т?С| хл и т]с(23) Верхние пределы на вклады ]/ф, Хсъ Хс2 и Ф{2в) показаны пиритовой линией Пунктирная линия—вклад фона

Пики всех трех состояний чармония, найденных в предыдущей работе, четко видны в этом распределении При анализе этого спектра использовалась

подгонка, включающая все известные состояния чармония ниже порога открытого чарма, то есть т]с, З/ф, ХсО> ХсЪ Хс2, г/с(25') и ф(23) Результаты подгонки приведены в табл 1 Выходы З/ф и ф{23) оказались отрицательными,

Таблица 1 Выходы сигнальных событий, массы состоянии чармония, статистическая значимость сигналов и борцовские сечепия для процессов е+е~ —» ,Т/ф(сс)1ев Верхние пределы даны на 90% У Д

(сс)гга N M{ МэВ/с2] Na CT X B>2 [фб]

Vc 235 ± 26 2 972 ± 0 007 10 7 25 6±28±36

J/Ф -14 ±20 (< 27) фиксирована — < 9 1

ХсО 89 ±24 3 407 ± 0 011 38 64±17±10

Xcl + Xc2 10 ± 27 (< 57) фиксирована — <53

Vc(2 S) 164 ± 30 3 630 ± 0 008 60 16 5±30±25

ф{ 25) -26 ± 29 (< 35) фиксирована — <13 3

а сумма сигналов хл и Хс2 ~ совместимой с нулем Результат дополнительной подгонки, в которой четыре последних сигнала исключены из аппроксимирующей функции, представлен на рис 3 сплошной кривой Штриховая линия показывает аппроксимирующую функцию, в которой вклады З/ф, Хс1, Хс2 и ф{2Б) соответствуют их верхнему пределу на 90% У Д , пунктирная линия —вклад фона В этом анализе вычислялись борновские сечения процессов е+е~ —> З/ф (сс)гез для устранения модельной ошибки, связанной с излучением фотона в начальном состоянии Полная систематическая ошибка, улучшенная по сравнению с предыдущей работой, составила 18% Результаты вычислений представлены в табл 1 в виде произведения бор-новских сечений и вероятности распада чармония в отдаче к З/ф на более чем две заряженные частицы

Количество пар 3/фт]с, 3/фХсо и З/ф т]с(23), выделенных на использованной статистике данных, достаточно для исследования угловых распределений для каждого из трех процессов парного рождения Изучались распределения по углу рождения З/ф в системе центра масс (^ргоа) и по поляризационному углу З/ф (0ье1, определенному как угол между импульсами лептона из распада З/ф и системы центра масс в системе покоя З/ф) Для

измерения зависимости числа сигнальных событий от каждого из двух углов спектры масс отдачи к J/ф строились в интервалах по |cos0prod| или |cos#hei| с шагом 0 2 Каждое из распределений подгонялось функцией, содержащей три сигнальных компоненты и полином второй степени Полученные в результате подгонок выходы сигнальных событий в каждом из трех пиков поправлены на эффективность восстановления, зависящей как от | cos 0Prod 11 так и от | cos #hei |, и отложены на рис 4 Каждое из них должно описываться функцией ~ (1 + a cos2 в), где параметр а может быть различ-

Рис 4 Распределения | cos 0ргО1]\ (слева) и | eos 6hei\ (справа) для процессов е+с~~ —* J/ф r¡c (верхний ряд), е+е~ —* J/фхл (среднийряд) я е+ е~ —» J¡i¡¡t¡c(2S) (нижнийряд) Сплошные кривые показывают результаты индивидуальных подгонок каждого распределения, пунктирные линии—совместных подгонок распределений eos 6pro¿ и cos вы с условием

aprod — &hel

ным для каждого из трех процессов Он определяется четностью состояния чармония в отдаче к J/ф, а также зависит от динамики рождения пары Результат подгонки угловых распределений функцией А{1 + a cos2 в) показан на рис 4 сплошными линиями, а полученные значения а (где aprod и аье1 обозначают результаты подгонок распределений по 0prod и соответственно) приведены в табл 2 ("Независимые подгонки") Из закона сохранения

Таблица 2 Параметры а, полученные из подгонки распределений по углу рождения и поляризации J/ф в процессах е+е" —> J/il> (cc)res

(cc)res ®prod «hel «hel = «prod ^ — Lrran НРКХД

Vc 1 4+11 0 51SS 0 93^o 47 1 1

ХсО -1 7±05 -0 7 ±8S -lOligg -1 0 25

Vc(2S) 19t?g 0 3«? 0 87i^« 1 1

углового момента в предположении однофотонной аннигиляции ожидается выполнение условия ау^ = сине! Значения, приведенные в таблице, свидетельствуют, что это равенство хорошо выполняется в пределах ошибок для всех трех состояний чармония Для повышения точности измерения была выполнена дополнительная одновременная подгонка пары распределений по | сой б'ргоа | и | соэ 6>1,е11 с условием (У-ргоА — аке1 Ее результаты приведены в табл 2 ("Одновременная подгонка") и показаны на рис 4 пунктирными линиями Параметр а для состояний г)с и т]с(23) хорошо согласуется со значением а = 1, ожидаемым из расчетов НРКХД и соответствующим р-волне. Для Хсо параметр а близок к —1, что противоречит предсказаниям НРКХД, ожидающей а « 0 25 Последнее означает, что НРКХД не только не описывает абсолютную амплитуду процесса, но и неправильно оценивает долю вклада в него двух поляризаций .]/ф

В этой главе представлен также поиск аналогичных процессов парного рождения чармония е+е~ —у ф(23) (сс)гез, где ф{25) в конечном состоянии восстанавливался в канале распада на 3/фп+тг~ Спектр масс отдачи к Ф(2Б) показан на рис 5 Как и в спектре Мтес(3/ф), отчетливо видны три состояния чармония Т]с, ХсО и т]с(28) Подгонка этого спектра аналогична, осуществленной для Мтес(3/ф) Единственное отличие состояло в том, что

Мгес(у(28))

Рис 5 Спектр масс отдачи к восстановленным кандидатам ф(2Б) Подгонка, показанная сплошной лилией, выполнена в предположении вклада трех состояний чармония в огдаче 'Пс Хсо в г?<-(25) Верхние пределы на вклады 1/ф, хл, Ха и ФС^Я) показаны штриховыми линиями Пунктирные линии—вклад фона

Таблица 3 Выход сигнальных событий, статистическая значимость сигналов и борнов-ские сечения для процессов е+е~ —» ф(28) (сс)гет Верхние пределы даны па 90% У Д

(сс)ге8 N Я" а(е+е~ -> ф(2Я) (сс)гез) х #>0

36 7 ± 10 4 42 16 3±46±33

З/ф 6 9 ± 8 9 (< 22) — < 16 9

ХсО 35 4 ±10 7 35 12 5±38±27

Хс1 + Хс2 6 6 ± 8 0 (< 20) - < 8.6

Чс(25) 36 0 ±11 4 34 16 0±5 1 ±3 8

ДО) —8 3 ± 8 5 (< 15) — <52

массы всех состояний чармония были зафиксированы согласно табличным значениям Результаты подгонки представлены в табл 3 На рис. 5 сплошной линией показан результат подгонки с исключенными из аппроксимирующей функции вкладами 3/ф, ХсЪ Хс2 и ■0(25'), оказавшимися совместимыми с нулем Штриховая линия показывает случай, когда вклады 3/ф, Хс1> Хс2 и 0(25) выставлены согласно верхнему пределу на 90% У Д, пунктирная линия — вклад фона Полная систематическая ошибка составила 24% Полученные сечения, умноженные на вероятности распада чармония в отдаче к ■0(25') на две и более заряженные частицы (В>о), представлены в табл 3

В результате работы, представленной в этой главе, используя большую статистику, было подтверждено обнаружение процессов парного рождения чармония е+е~ —> 3/ф г]с, З/фхл и ^/Ф'пЛ25) Калибровка массы отдачи к 3/ф исключила возможность альтернативных интерпретаций обнаруженных пиков в распределении масс отдачи к 3¡ф Статистическая значимость и статистические ошибки существенно улучшены по сравнению с результатами первого исследования В измеренных сечениях процессов была устранена модельная ошибка и существенно уменьшена систематическая погрешность за счет углового анализа Верхний предел на сечение процесса <г(е+е~ 3/ф 3/ф) х В>2 составил 9 1 фб на 90% У Д Хотя этот предел не находится в противоречии с рассчитанным сечением в рамках НРКХД [24], предположение, что существование этого процесса приводит к большому сигналу, интерпретируемому как 3/фг)с, исключается Измерены верхние пределы на сечения ряда других процессов парного рождения чармония и впервые обнаружены процессы парного рождения е+е~ —» 0(25) г]с, ■0(25) ХсО и 0(25') г/с(25) Сечения этих процессов оказались сравнимы с аналогичными сечениями процессов е+е~ —» 3/ф (сс)ТС5

В Главе 7 представлены два измерения совместного рождения 3/ф и адронов с открытым очарованием Задачей первого было доказательство существования процесса е+е~ —> З/фИХ, ожидаемого столь малым, что его экспериментальное обнаружение стало сюрпризом Совместное рождение 3/ф с или £>°-мезонами в континууме было впервые найдено автором в 2002 г на статистике 46 2 фб-1 [2, 9] Стратегия отбора событий была направлена на получение максимально чистого образца событий, в котором присутствуют пары 3/ф и £>*±-мезонов (или 3/ф и £>°-мезонов), рожденных совместно в е+е~ аннигиляции Для изучения ассоциированного рождения 3/фИ*+, £)*+-мезон восстанавливался в распаде на 7г+, используя пять

каналов распада Б0, К"7Г+, К~К+, К~тт~тг+тг+, К^тг+тг~ и К~тг+п° Для изучения совместного рождения З/фИ0 были использованы самые чистые каналы восстановления £>°-мезона I)0 —► К~тг+ и О0 К~К+ Для устранения фона от 5-мезонов накладывалось дополнительное ограничение

Р(о°)£>-+ > 2 6ГэВ/с или р}- > 2 бГэВ/с или р*е+ > 2 бГэВ/с, (3)

то есть хотя бы одна из частиц, должна была иметь импульс выше кинематического предела для распада В-мезонов

Зависимость массы «//^»-кандидата от массы Д*+-кандидата и проекция этого двумерного распределения на ось М(£?°7г+) из сигнального интервала масс //^-кандидатов показаны на рис 6 а) и Ъ). соответственно Число £>*+-мсзонов из сигнального интервала масс 7/^-кандидатов определялось из подгонки спектра М(0°7г+) суммой функции распределения Гаусса и пороговой функции А\/М(В07г+) - Мдо — М1г+ В результате подгонки был найден выход £)*+-мезонов, равный = 10 б^зо Чтобы учесть возможный вклад реальных £>*+-мезонов, не ассоциированных с рождением 3/ф (например, из процессов е+е~~ —♦ сс —» , в которых нашлись два лепто-

на, образующих .//-^-кандидат), осуществлялась подгонка спектра М(О0тт+) из контрольного интервала масс «//-0-кандидатов (рис 6 с), заштрихованная гистограмма) Число таких кандидатов составило N0-+ = 0 4 ± 0 3 после нормировки на десятикратную ширину контрольного интервала Число 3/фпар равно разности этих двух чисел = 10 11 |д Статисти-

ческая значимость сигнала ассоциированного рождения <7/ф Ю*+ составила 5 3 стандартных отклонения Значимость оценивалась из совместной подгонки спектров М(£°тг+) из сигнального и контрольного интервалов масс 3/ ^-кандидатов

Аналогичный анализ выполнен для комбинаций 3/ф О® Зависимость массы 3/ф-кандидата от массы £)°-кандидата показана на рис 6 с), а проекция этого двумерного распределения на ось М(К~7г+) из сигнального интервала масс .//ч/ькандидатов — на рис 6 (1) точками с ошибками Полученное из подгонки число £>°-мезонов в сигнальном интервале 3/ф равно А/до = 159^4 7, ав контрольном интервале 3/ф (заштрихованная гистограмма) N¡30 = 1 0 ± 0 8 Сигнал £>0 в подгонке описывался функцией распределения Гаусса, а фон —линейной функцией Число совместно рожденных 3/фпар составило ^.//^д0 = 14 В!®^, а статистическая значимость сигнала ассоциированного рождения 3/ф И0 оказалась равной 3 5 стандартным отклонениям

N

О >

О)

О

"о >

ф О

3.4

3.3

3.2

3.1 3

2.9 2.8

3.4

3.3

3.2 3.1

3 2.9

Ч

7 а) • •

''iii • • 1 '

1 1 м | 1 1 • г •

2.01

М(0°т1+) ОеУ/с4

2.02

С)

.1

Л'-

1

• •■ - •

2.01

2.02

2.03

М(0°71+) веУ/с2

81 1.86 1.91

М(К"л+) ЪеЧ!с2

1.86 1.91

М(К"тс+) веУ/с2

Рис 6 а) Зависимость М(£+£~) от М{О07г+), Ь) проекция на ось М(Б°ж+), с) Зависимость М{£+£~) от М(К~7Г+), (1) проекция на ось М{К~1г+) Точки с ошибками соответствуют сигнальному интервалу, заштрихованная гистограмма—нормированному контрольному образцу Кривые показывают результаты подгонки распределений для сигнального интервала

Сначала были вычислены сечения е+е~~ —> 3/фП"+Х и е+е~ —+ 3/фО°Х, используя измеренные числа восстановленных пар (3/фВ*+) и (З/ф -О0) Основная сложность расчетов состояла в правильной оценке эффективно-стей реконструкции З/ф и .О-мезонов, а также эффективностей примененных критериев отбора Кинематические характеристики сигнальных событий е+е~ —> 3/фсс в моделировании были поправлены в соответствии с кинематикой данных Возможная ошибка моделирования внесена в систематическую погрешность Полные эффективности восстановления пары З/ф И*+ и З/ф£>° составили е^= (4 1 ± 1 0) х Ю-4 и Оо = (3 7±0 8) х Ю-4 Полученные значения позволили вычислить сечения двух процессов ассоциированного рождения сг(е+е~ —► 3/фП°Х) = (0 921оз1 ^ 0 21) пб и а(е+е~ -> 3/фО*+Х) = (0 ± 0 14) пб Затем из полученных сече-

ний определялось сечение процесса е+е~ —» 3/фсс, полагаясь на модельные предсказания вероятностей фрагментации сс в и £>*+, равные 1 19 и 0 43, соответственно Усредняя два полученных значения (при этом учитывая, что два события входят в оба образца данных, как в З/ф так и в З/ф 0*+), было получено

ст[е¥е~ -> 3/фсс) = (0 91± 0 23) пб (4)

Последующее измерение сечения ел е~ —> З/ф сё, выполненное на статистике 101 фб-1 [4, 10], было направлено на устранение модельной зависимости и уменьшение систематической неопределенности Для этого пришлось отказаться от использования критерия отбора (3), поскольку его эффективность модельно зависима Чтобы не полагаться на модель фрагментации с-кварка в очарованные адроны, восстанавливались все возможные конечные основные состояния очарованных адронов Нс =£>°, £>+, £)+ и А+ мезоны восстанавливались в двух каналах распада К"7Г+ и К~тг+1т+1г~, для восстановления £)+-мезонов использовался распад в К~тг+1т+, £)+-мезоны восстанавливались в распаде К~К+п+, а Л+ в рК~тт+ Для определения числа реальных 3/фНс пар, спектр масс .//■¡/'-кандидатов из области 2 7 ГэВ/с2 < < 3 5 ГэВ/с2 был разбит на интервалы малой шири-

ны (АМ(+е- — 10МэВ/с2), и в каждом из 80 интервалов было определено число Нс из подгонки спектров инвариантных масс #с-кандидатов Число #с, определенное подгонкой, как функция Ме+е- отложено на рис 7 точками с ошибками Видно, что в области масс З/ф наблюдается избыток почти всех очарованных адронов (кроме Л+), который и составляют события с совместным рождением З/ф и одного из .0°, £)+ или Для определения числа

М(1+1) веУ/с? М(1+1) беМс2

Рис 7 Число сигнальных событий очарованных мезонов в интервалах массы ¿+£ а) £>° -+ К-тт+, Ъ) К-тг+тг'-тг-, с) 0+ -> ¿) Б+ К~К+ж+ Кривые -

результат подгонки

J/ф в событиях, в которых найден Яс, полученные распределения подгонялись суммой сигнальной функции для J/ф и полиномом второй степени для описания фона Результаты подгонки показаны на рис 7 сплошной линией и приведены в табл 4 Из последней подгонки оценивалась значимость об-

Таблица 4. Число реконструированных .//ф IIс пар (Nco6tl„e), значимость сигналов (Ma), эффективность восстановления J/ф Нс пар (сцс х В(НС)) и вероятности сс—> Нс в предсказании модели Lund (¡{сс —» IIс))

Яс ■^событий К сНс х В{НС) /(сс —> Нс)

£>° К-тг+ 49 6 ± 13 3 3.7 0 016 ±0 001 1 19

D0 /Г-7Г+7Г+7Г 53 0 ±21 2 25 0.016 ±0 002 119

D+ К~тг+тг+ 56 2 ±15 4 36 0 027 ±0 002 0 44

D+ К-К+ТТ+ 23.8 ±94 26 0 013 ± 0 002 0 22

Л+ -> К~рж+ 3 0 ± 4 2 — 0 018 ± 0 003 0 13

наружения пары J/ф Нс Просуммированная по всем Нс она составила 6 3 стандартных отклонения

Эффективность восстановления оценивалась из моделирования событий Кинематическая зависимость эффективности восстановления Нс очень мала и учтена в систематической ошибке Поскольку вычисляется отношение сечений е+е~ —> J/ф сс и е+е~ —+ J/фХ, кинематическая зависимость эффективности J/ф сокращается Сначала это отношение определялось, используя предсказания модели Lund для вероятности фрагментации сс в очарованные адроны, для каждого Нс по отдельности Усредняя пять независимых значений отношения сечений получаем

а(е+е- -> J/ф сс) / g(e+e~ J/ф сс) | \_nfi7 + ni9 ^ ff(e+e- _ J/фХ) ~ \а(е+е- - J^X)\hJ ~ U'b7±0 12' W

причем х2 усреднения, нормированный на число степеней свободы, равен 1 25 Это означает, что предсказания модели Lund находятся в неплохом согласии с полученными выходами различных очарованных адронов Модельную ошибку можно полностью устранить, просуммировав числа восстановленных Нс, поправленных на эффективность При вычислении сечения

возможным вкладом Ес. выход которого ожидается меньше 2%, пренебрегли и учли вклад процесса парного рождения чармония Число восстановленных 3 /ф во всем интервале масс отдачи составило ^/ф — 5002 ± 88 Отношение сечений процесса е+е~ —> З/фсс и инклюзивного рождения З/ф равно

а(е+е~ З/ф ее) 0.5 • (Л> + + + ДГЛс) + ЛГ(сг)геа _

+

а{е+е~ 3/фХ) NJ/4,

= 0 5 (Npо + Nm + Nd} + NAc) + NVc + NXca + jVqe(2S)

Nj/ф

В{ф{23) J/фХ) Ntr + Ng*> + <gg _

+

В{ф{2Э) -> J¡ф-к+п-Уф^^/ф-к+к- Nj^

0 5 • (7240 ± 1240) + (458 ± 42)

(5002 ± 88) 0 82 ± 0 15 ± 0 14 (6)

Измеренное отношение сечений почти на порядок превосходит теоретические предсказания [16]

Глава 8 посвящена результатам изучения спектра масс отдачи к J/ф на существенно большей статистике данных (450 фб-1) и в расширенном интервале Мтес(3/ф) [5 — 7] В полученном спектре, показанном на рис 8, помимо трех ранее найденных пиков наблюдается четвертый пик в области масс отдачи выше порога открытого чарма, вблизи массы ЗЭГэВ/с2 Подгонка этого спектра была выполнена в предположении, что четвертый пик обусловлен вкладом одного резонанса Сигнальная функция представляла собой сумму четырех вкладов, каждый из которых определен в полной аналогии с ранее использованной процедурой Поскольку характеристики четвертого резонанса были неизвестны, не только его масса, но и его ширина оставались свободными параметрами подгонки Функция, описывающая фон, являлась суммой полинома второй степени и пороговой функции ^Мтсс{3/ф) — 2Мр Последний член учитывает вклад процесса е+е~ —* J/ф (сс)Поп res Дополнительные пороговые функции, соответствующие возможным вкладам е+е~ —► З/фВВ* и е+е~ —> J/фВ*В*, учитывались при вычислении систематической погрешности и для консервативной оценки значимости сигнала Результаты подгонки показаны на рис 8 сплошной кривой и приведены в табл 5 Значимость сигнала Х(3940) составила 5 0 а Ширина Х(3940) согласно подгонке совместима с нулем в пределах большой статистической ошибки Г = (39 ± 26) МэВ/с2

Поскольку масса нового состояния лежит выше порогов рождения DD

Рис 8 Спектр масс отдачи к восстановленным кандидатам .!/ф (точки с ошибками) Заштрихованная гистограмма соответствует нормированному контрольному образцу фоновых событий Гистограмма показывает вклад каскадных распадов ^/(25) —> 3!фХ Результат под! онки изображен сплошной кривой, фон показан штриховой линией

Таблица 5 Выход сигнальных событий, масса состояний чармоиия и статистическая значимость сигналов для процессов е+е~ —> З/ф (сс)гез

(^)гея N М реУ/с2] К

Г)с 501 ± 44 2 970 ± 0 005 15 3

ХсО 230 ± 40 3 406 ± 0 007 63

5) 311 ±42 3 626 ± 0 005 8 1

Х(3940) 266 ± 63 3 936 ±0.014 50

и В^В, естественно ожидать, что основные моды распада Х(3940) происходят в эти конечные состояния Из-за низкой эффективности £)-мезона невозможно восстановить оба I)-мезон а в конечном состоянии Поэтому был использован метод, позволившей увидеть десяток распадов, и получить разрешение по массе Х(3940) в 2 — 3 раза лучшее, чем в инклюзивном спектре Восстанавливался только один ,0-мезон или В+) и З/ф из конечного состояния е+е~ —> 3/фХГ(3940) —> В^В О существовании второго (В или В*) в событии можно было судить по пику в спектре масс отдачи к комбинации З/ф В Спектр масс отдачи к комбинациям З/ф В изображен на рис 9 точками с ошибками для сигнальной области £>-мезона В нем действительно видны пики в области масс В и В*, а также зна-

Мгес(иЛ|Ю) ОеУ/с2

Рис 9 Спектр масс отдачи к восстановленным комбинациям 3¡ф £> (точки с ошибками) Заштрихованная гистограмма соответствует нормированному контрольному интервалу О-капдидатов Сплошная кривая показывает результат подгонки, штриховая—вклад в аппроксимирующую функцию фоновой составляющей

чимое превышение над фоном в области и 2 2 ГэВ/с2 Последний объясняется процессом е+е~ —► 3/фВ*В*, когда В*В* пара находится в узкой области по фазовому объему (имеет массу около порога) События из контрольного интервала вблизи положения пика В имеют гладкое распределе-

ние (заштрихованная гистограмма на рис 9) Подгонка этого спектра выполнена в предположении этих трех вкладов, причем формы всех сигналов фиксированы из моделирования Фоновая функция — полином второй степени В результате подгонки, изображенной на рис 9 сплошной кривой, число событий в пике вблизи массы Б составило ЛГдд = 86 ± 17, а в пике Б* — ТУд.д = 55 ± 18 Статистическая значимость сигналов Б и Б* — 5 1 и 3 3 стандартных отклонения, соответственно Были выбраны следующие критерии тагирования процесс е+е~ —> З/фББ выделялся условием \М1ес(3/фБ) - Мв\ < 70МэВ/с2, а для отбора событий е+е~ З/фБЪ* накладывалось требование \М1ес(3/фБ) — Мо*| < 70МэВ/с2 Таким образом, два интервала не пересекаются и содержат более 70% тагируемых событий Для улучшения разрешения по АГ(3940) —> ББ^ осуществлялась кинематическая подгонка массы отдачи к комбинациям ,1/фБ в табличную массу Б для тагированного процесса е+е~—> 1/фББ или в табличную массу Б* для тагированного процесса е+е~ —> ,1/фББ* В случае распада _Х"(3940) —► Б Б* восстановленный Б может быть как прямым, так и каскадным из Х(3940) —> Б* —> Б Хотя в последнем случае кажется, что выбранная подгонка некорректна, из-за малых фазовых объемов как распада Х(3940) —»Б Б*, так и распада Б* —> Бп она по-прежнему существенно улучшает разрешение по М,ес(3/ф)

Спектры Мте(.(3/ф) после тагирования и кинематической подгонки для областей сигналов е+е~ —> З/фББ и е+е~ —> ,1/фББ* показаны на рис 10 а) и Ь), соответственно Сигнал виден только в спектре, соответствующем распаду Х(3940) —> Б Б* (рис 10 Ь)) Для оценки его значимости и определения параметров пика, этот спектр был подогнан суммой сигнальной и фоновой функций. Форма сигнала получена как свертка функции разрешения, вычисленной из моделирования, с функцией Брейта-Вигнера Фон параметризован пороговой функцией [А + В М[сс(.1/ф)} \/Мгес(3/ф) — Мд. — Мр В результате подгонки было найдено (24 5 ±6 9) сигнальных события со статистической значимостью 5 0 стандартных отклонения Аппроксимирующая функция показана на рис 10 Ь) сплошной линией, вклад фоновой составляющей—штриховой линией Измеренные масса и ширина Х(3940) составили (3 943 ± 0 006) ГэВ/с2 и (15 4 ± 10 1) МэВ/с2, что хорошо согласуется с результатами подгонки инклюзивного спектра Аналогичная подгонка выполнена для спектра на рисунке 10 а) Поскольку сигнал Х(3940) в этом распределении не виден, его параметры (масса и ширина) были зафиксированы из результатов предыдущей подгонки Число сигнальных событий

^ 6 >

Ф

2 4 о

5*

О 8 б 4 2 О

Рис 10 Спектр М1ес(.1/ф) для событий тегированных и подогнанных как а) е+е —> J/ipDD, Ъ) е+е~ —> J/tpD'D Заштрихованная гистограмма соответствует нормированному контрольному интервалу около положения пика D Сплошная кривая соответствует результату подгонки, пунктирная показывает а) вклад фоновой составляющей, Ъ) верхний предел на вклад Х(3040)

составило 0 2^35, что соответствует верхнему пределу 8 1 события на 90% У Д на сигнал распада Х(3940) —> DD

Параметры Х(3940) вычислялись из подгонки распределения, тагиро-ванного как DD* Систематическая ошибка измерения массы Х(3940) определялась, в основном, неопределенностью процедуры подгонки (форма фона и сигнала) и составила 6 МэВ/с2 Верхний предел на ширину Х(3940) с учетом систематической ошибки составил Г <52 МэВ/с2 на 90% У Д.

Незадолго до публикации этой работы сотрудничество Belle в распадах .В-мезонов обнаружило "чармониеподобное" состояние с близкой массой, F (3940), распадающееся на J/'фш Хотя измеренная ширина У (3940) составила ~ 100 МэВ/с2, что существенно больше измеренной ширины Х(3940)

(15 4 ± 10 1 МэВ/с2), из-за больших ошибок в измерении было невозможно утверждать однозначно, что Х(3940) и У(3940) разные частицы Чтобы удостовериться, что Х(3940) действительно отличен от У(3940), была измерена вероятность распада Х(3940) —> J/фш Для увеличения эффективности реконструировались только ш —> 7Г+7Г~7Г° и один из двух J/ф ожидаемого конечного состояния J^Jfyw Невосстановленный J/ф-мезон идентифицировался как пик в массе отдачи к комбинации (J/фш) Сигнал распада Х(3940) на J/фш ожидался в спектре инвариантных масс J/Фш, предполагая, что восстановленный J/ф родился в распаде Х(3940) Зависимость MYec(J/ipuj) от М^/фш) для данных показана на рис. И а) Проекция двумерного распределения на ось MiJ/фш) с требованием |Мгес( J/фш) —< 100 МэВ/с2 приведена на рис 11 Подгонка этого распределения выполнена с параметрами сигнала, зафиксированными из результатов подгонки спектра масс D*D, фон описан пороговой функцией Число сигнальных событий в результате подгонки составило 1 9*|> |> что соответствует верхнему пределу 7 4 события на 90% У Д

Mrec(j/V]/C0) GeV/c2 M(J/\|/co) GeV/c2

Рис 11 а) Зависимость Мгж(.1/фш) от М^/фш), Ъ) проекция па ось М^/фш), из сигнального интервала ш (точки с ошибками) и контрольного образца (30 МэВ/с2 < ¡М(7Г+7Г-7Г°) — Ми\ < 50 МэВ/с2, заштрихованная гистограмма) Сплошная кривая показывает результат подгонки, пунктирная—верхний предел на вклад распада Х(3940) —> 3/фи

Борновское сечение процесса е+е~ —» 3/фХ(Ш40) вычислялось по аналогии с процедурой, описанной в шестой главе, и составило 0 69 от полного сечения (в предположении независимости форм-факторов от С^.) Результат выражен в виде произведения сечения на вероятность распада Х(3940) на более чем две заряженные частицы (<В>г)

о'Вот х В>2 = (Ю 6 ± 2 5 ± 2 4) фб (7)

Среди распадов Х(3940) в более чем две заряженные частицы была вычислена доля распадов в Б* Б (В>2(Х(3940) —> Б*Б)) Чтобы устранить корреляцию между образцами данных, использованными для расчета инклюзивного выхода Х(3940) и тагированных распадом Б* Б, в первом образце данных было наложено вето на Б* Б тагирование Из совместной подгонки двух распределений после поправки на эффективность тагирования было получено

В>2(Х(3940) Б* Б) = (96^32 ± 22)%

(> 45% на 90% УД), (8)

где при вычислении нижнего предела учтена систематическая ошибка В пределе малой вероятности распадов Х(3940) на две или ноль заряженных частиц, вычисленное значение В>г(Х(3940) —> Б* Б) переходит в обычную вероятность распада

Верхние пределы на распады Х(3940) в конечные состоянии ББ и 3 /фш с учетом систематических погрешностей составили

В(Х{тО) ББ) < 41% на 90% У Д (9)

и

В(X (3940) < 26% на 90% У Д (10)

Последние значения, полученные в предположении, что вероятность распадов Х(3940) на две или ноль заряженных частиц мала, являются консервативной оценкой

Глава 9 посвящена обсуждению полученных результатов Приведено сравнение полученных результатов сечений процессов е+е~ —> ■//■0 (сс)ге!! с измерениями сотрудничества ВаВал Результаты обоих экспериментов находятся в хорошем согласии друт с другом и в противоречии с предсказаниями НРКХД [23] Последующие расчеты учли поправки в следующем за

лидирующем порядке разложения по а3, что привело к увеличению теоретически предсказанного сечения в 1 8 раза [25] Однако этого по-прежнему недостаточно, чтобы привести теоретические расчеты в согласие с экспериментальными измерениями

В первом приближении в подходе НРКХД относительным движением кварков в чармонии пренебрегают, что верно лишь в пределе шд —» оо Альтернативный НРКХД подход предложен в работе А Е Бондаря и В Л Черняка [26], где волновая функция чармония изначально учитывает движение кварков и вычисляется в приближении светового конуса Полученное в этой работе значение сечения

<х(е+е~ -»7*-» 3/ф + т?с) ~ 33 фб, (11)

согласуется с нашими измерениями

Измерение сечения е+е~ —> 3/ф сс также находится в противоречии с предсказаниями НРКХД, однако в случае инклюзивного процесса е+е~ —► 3/фсс метод волновых функции в приближении светового конуса неприменим Один из способов вычислений предложен в работе А Б Кайдалова [27] Использование Редже траекторий позволяет получить оценку, непротиворе-чащую нашим измерениям

Свойства найденного состояния Х(3940) (канал распада и механизм рождения) согласуются с гипотезой, что Х(3940) = г/с(35), однако масса и ширина сильно отличаются от предсказанных значений для г/с(35) [28]

В Заключении еще раз кратко сформулированы основные результаты диссертации

1. Впервые обнаружен пороговый скачок массы отдачи к 3/ф в процессе е+е~~ —> 3/фХ Положение порога указывает на доминирование процесса е+е~ —> 3/фсс при рождение 3/ф в е+е~ аннигиляции Исследование эффективности критериев отбора показало, что пороговое поведение не связано со скачкообразной зависимостью эффективности от массы отдачи к 3/ф

2. Впервые обнаружен процесс парного рождения чармония в е+е~ аннигиляции е+е~ —> 3/ф т]с Измерено полное сечение этого процесса

а(е+е~ 3/фт]с (7)) х В>2 = (0 033 % ± 0 009) пб (12)

3. В процессе парного рождения обнаружено новое состояние чармония г/с(25) Оценена масса этого состояния

A*ifc(2S) = (3 626 ± 0 005 ± 0 005) ГэВ/с2 (13)

4. Сечения процессов е+е~ —+ 3/ф'г)с, е+е~~ —> J/ф Xdä и е+е~ —► J/ф r]c(2S) измерены в борновском приближении, без модельной неопределенности и с улучшенной статистической точностью

5. Выполнен угловой анализ в процессах е+е~ —> J/ф сс Измеренный поляризационный параметр aj/ф в случае, когда чармоний в отдаче представляет собой г}с или rjc(2S). хорошо согласуется с O-jj^ = 1, ожидаемым из расчетов НРКХД и соответствующим минимальному угловому моменту между двумя состояниями чармония Для процесса е+е~ —> J/фХсО параметр а j/ф близок к —1, что не согласуется с предсказаниями НРКХД, ожидающей aj/ф ~ 0 25

6. Впервые обнаружены процессы е+е~ —> 0(2S)(cc)res и измерены их сечения Значения сечений оказались близки сечениям аналогичных процессов е+е~ —> J/ф(cc)rcs

7. Впервые обнаружены процессы совместного рождения J/ф с очарованным мезоном в е+е~ аннигиляции е+е~ —> J/фD0X и е+е~ —> J/ф D*+X На основании измеренного числа пар J/ф D0 и J/ф D*+ оценено сечение процесса е+е~ —► J/ф сс

8. В новом исследовании совместного рождения J/ф с очарованными ад-ронами сечение процесса е+е~ —> J/фсс измерено без модельной ошибки

^Щ.„82±„15±014 (14)

9. Впервые обнаружено новое "чармониеподобное" состояние, Х(3940), в процессе е+е~ —> J/фХ^3940) Измерено сечение этого процесса

сгВога(е+е_ — J/фХ^Ш)) х ß>2(X(3940)) =

= (10.6 ± 2 5 ± 2 4) фб (15)

10. Измерены масса и ширина нового состояния

Мх{то) = (3 943 ± 0 006) ГэВ/с2, (16)

Гх(3940) < 52МЭВ/С2 (17)

11. Измерена вероятность распада Х(3940) в

е^2(Х(3940) £>*#) = (96 ±22)%

> 45% на 90% У Д (18)

12. Получены верхние пределы на вероятности распадов Х(3940) —> ИО и Х(3940) З/фш

В(Х(3940) ВВ) < 41% на 90% УД , (19)

В(Х(3940) ЗЦы) < 26% на 90% УД (20)

Публикации автора по теме диссертации

[1] К Abe, , Р Pakhlov, et al (Belle Collaboration), "Production of prompt charmonia m e+e~ annihilation at л/s « 10 6 GeV " Phys Rev Lett 88 052001 (2002)

[2] К Abe, , P Pakhlov, et al (Belle Collaboration), "Observation of double ai production m e+e~ annihilation at yfs « 10 6 GeV " Phys Rev Lett 89, 142001 (2002)

[3] K. Abe, , P Pakhlov, et al (Belle Collaboration), "Study of double charmonium production m e+e~ annihilation at \fs и 10 6 GeV " Phys Rev D70, 071102 (2004)

[4] P N Pakhlov, "Charmonium, production with e+e~ " Acta Phys Polon B35, 97 (2004)

[5] К Abe, , P Pakhlov, et al (Belle Collaboration),"Observation of a charmoniumhke state produced m association with a J/ip m e+e~~ annihilation at y/s « 10 6 GeV " Phys Rev. Lett 98, 082001 (2007)

[6] P Pakhlov, "Study ofe+e~ annihilation into double cc final states at Belle and BaBar " Contributed to 32nd International Conference on High-Energy Physics (ICHEP 04), Beijing, China, 16-22 Aug, 2004 Published in Beijing 2004, ICHEP 2004, vol 1 636-639

[7] P Pakhlov, "Charm and Charmonium Spectroscopy, Production and Decay " Contributed to 33nd International Conference on High-Energy Physics (ICHEP 06), Moscow, Russia, Jul 27 - Aug 2, 2006 Published in Moscow 2006, ICHEP 2006

[8] P Pakhlov "New particles at Belle " Proceedings of the Conference on High Energy Physics (EPS 2005), Lisbon, Portugal, 2005

[9] P Pakhlov, "Charm lifetimes, D° — u mixing and double cc continuum production " PRINT-02-015 Contributed to Flavor Physics and CP Violation (FPCP), Philadelphia, Pennsylvania, 16-18 May 2002

[10] P Pakhlov, "Measurement of double ccbar production " Proceedings of the XXXVIIIth Rencontres de Moriond, 2003, QCD and Hadronic Interactions at High Energy

[11] P Pakhlov, "Double charmonium production in e+c~ annihilation at i/s « 10 58 GeV " Nucl Phys Proc Suppl 162,305 (2006)

Список литературы

[12] В Aubert et al (BaBar Collaboration), "Measurement of double charmonium production m e+e~ annihilations at y/s « 10.6 GeV " Phys Rev D72, 031101 (2005)

[13] F Abe et al, (CDF Collaboration), "J/ф and ^(25) production m pp collisions at \fs = 18 TeV ", Phys Rev Lett 79, 572 (1997),

F Abe et al (CDF Collaboration), "Production of J/ф mesons from Xc meson decays m pp collisions at %/s — 18 TeV " Phys Rev Lett 79, 578 (1997)

[14] E Braaten and S Fleming, "Colour octet fragmentation and the ф(2в) surplus at the Tevatron " Phys Rev Lett 74, 3327 (1995)

[15] T Affolder et al (CDF Collaboration), "Measurement of J/ф and ф(2Б) polarisation in pp collisions at yfs — 18 TeV " Phys Rev Lett 85, 2888 (2000)

[16] A V Berezhnoy, V V Kiselev and А К Likhoded, "Photonic production of S- and P wave Bc states and doubly heavy baryons " Z Phys A356, 89 (1996),

A V Berezhnoi, V V Kiselev, А К Likhoded and A I Onishchenko, "Bc meson at LHC " Phys Atom Nucl 60, 1729 (1997),

P Cho and А К Leibovich, "Color octet quarkonia production " Phys Rev D53, 150 (1996), D53, 6203 (1996),

S Baek, P Ко, J Lee, and H S Song, "Polarized J/ф production at CLEO " J Kor Phys. Soc. 33, 97 (1998),

F Yuan, С -F Qiao, and К -T Chao, "Prompt J/ф production at e+e~ colliders " Phys Rev D56, 321 (1997)

[17] S К Choi et al (Belle Collaboration), "Observation of a new narrow charmonium state in exclusive B± —> К±тг+тт~ J/ф decays " Phys Rev Lett 91, 262001 (2003)

[18] M Voloshin, "Interference and binding effects in decays of possible molecular component of X(3872) " Phys Lett B579, 316 (2004),

N Tornqvist, "Isospm breaking of the narrow charmonium state of Belle at 3872-MeV as a deuson "Phys Lett B590, 209 (2004),

E Swanson, "Short range structure in the X(3872) " Phys Lett B588, 189 (2004)

[19] В Aubert et al (BABAR Collaboration), "Observation of a broad structure in the 7Г+7Г-J/ф mass spectrum around 4 26GeV/<? "Phys Rev Lett 95, 142001 (2005)

[20] S Kurokawa and E Kikutani, "Overview of the KEKB accelerators " Nucl Instrum Meth , A499, 1 (2003),

и другие статьи, включенные в этот выпуск журнала

[21] A Abashian et al (Belle Collaboration), "KEK, Tsukuba Progress Report 2000 The Belle detector.", Nucl. Instr and Meth. A 479, 117 (2002)

ч

Z Natkaniec et al "Status of the Belle silicon vertex detector ", Nucl Instr and Meth A 560, 1 (2006)

[22] W M Yao et al (Particle Data Group) "Review of particle Physics " J Phys G33, 1 (2006)

[23] E Braaten and J Lee, "Exclusive double-charmomum production in e+e~ annihilation " Phys Rev D67, 054007 (2003),

К Hagiwara, E Kou and С -F Qiao, "Exclusive J/ф productions at e+e~ colliders " Phys Lett B570, 39 (2003),

К Y Liu, Z G He, and К T Chao, "Problems of double charm production m e+e~ annihilation at y/s = 10 6 GeV " Phys Lett B557, 45 (2003)

[24] G T Bodwin, J Lee and E Braaten, "Exclusive double charmomum production from e+e~ annihilation into two virtual photons Phys Rev D67, 054023 (2003),

[25] Y J Zhang, Y J Gao and К T Chao, "Next-to-leading order QCD correction to e+e~ —> J/ф?/c at ,/s = 106 GeV" Phys Rev. Lett 96, 092001 (2006)

[26] A E Bondar and V L Chernyak, "Is the BELLE result for the cross section a(e+e~ -» J/ф rjc) a real difficulty for QCD?" Phys Lett B612, 215 (2005)

[27] А В Kaidalov, "J/ф cc production in e+e~ and hadromc interactions " JETP Lett 77, 349 (2003); Письма ЖЭТФ 77, 417 (2003)

[28] E J Eichten, К Lane and С Quigg, "New states above charm threshold " Phys Rev D73, 014014 (2006), Erratum-ibid D73, 079903 (2006)

Подписано к печати 04 06 07 Формат 60x90 1/16

Уел печ л 2,25 Уч -изд л 1,6 Тираж 100 экз Заказ 531

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

Введение

1 Теория кваркония

1.1 Общее обсуждение.

1.2 Квантовая Хромодинамика.

1.3 КХД на решетках.

1.4 Нерелятивистская КХД.

1.4.1 Цвето-синглетная модель.

1.4.2 Цвето-октетная модель.

1.4.3 Модель испарения цвета.

1.5 Потенциальные модели.

2 Рождение чармония: эксперимент и теория

2.1 Рождение чармония на Теватроне.

2.1.1 Измерение поляризации.

2.2 Рождение чармония в экспериментах с фиксированной мишенью

2.3 Рождение чармония в ер взаимодействиях (HERA).

2.3.1 Фоторождение.

2.3.2 Лепторождение

2.4 Рождение чармония в е+е" взаимодействиях (LEP).

2.5 Рождение чармония в е+е~~ взаимодействиях при ~ 10.6 ГэВ

3 Спектроскопия чармония: теория и эксперимент

3.1 Спектроскопия на решетках.

3.2 Спектроскопия чармония из потенциальных моделей.

3.3 Новые состояния чармония.

3.3.1 Х(3872): Открытие и интерпретация

3.3.2 Y(3940).

3.3.3 Y(4260).

4 Эксперимент Belle

4.1 Общие свойства эксперимента.

4.2 Ускоритель КЕКВ.

4.3 Детектор Belle.

4.3.1 Вершинный детектор.

4.3.2 Дрейфовая камера.

4.3.3 Детектор Черенковского излучения.

4.3.4 Система измерения времени пролета частиц.

4.3.5 Электромагнитный калориметр.

4.3.6 Мюонная система.

4.3.7 Идентификация заряженных треков

4.3.8 Триггерная система.

4.3.9 Моделирование детектора

5 Обнаружение процесса парного рождения чармония

5.1 Отбор событий.

5.1.1 Отбор J/ф-]кандидатов.

5.2 Измерение сечения процесса е+е~ —» J/фX.

5.3 Обнаружение порогового скачка в спектре масс отдачи к J/ф.

5.4 Обнаружение г\с в спектре масс отдачи к J/ф.

5.5 Измерение сечения процесса е+е~ —» J|фr¡c

6 Изучение процесса парного рождения чармония

6.1 Обсуждение результатов главы

6.2 Калибровка шкалы масс отдачи J/ф.

6.3 Дальнейший анализ процесса е+ё~ —> J/ф(cc)тes.

6.4 Полное восстановление е+е~ —> J/гр (сс)res.

6.5 Угловой анализ.

6.6 Поиск процесса е+е~ —ip(2S) (cc)res.

6.7 Вычисление систематической ошибки.

6.8 Вычисление борновского сечения

6.9 Обсуждение результатов.

7 Обнаружение процесса е+е~ —> J/фсс

7.1 Первое обнаружение е+е~ —J/фсс.

7.1.1 Отбор D-мезонов.

7.1.2 Обнаружение совместного рождения J/ijjD0.Ill

7.1.3 Обнаружение совместного рождения JlipD*+.

7.1.4 Вычисление сечения е+е~ —> J/гр сс.

7.2 Модельно-независимое определение сечения.

7.3 Обсуждение результатов.

8 Обнаружение нового состояния чармония Х(3940)

8.1 Четвертый пик в распределении масс отдачи

8.2 Поиск распада Х(3940) в D{*W.

8.3 Поиск распада X(3940) в J/гр и.

8.4 Систематическая ошибка.

8.5 Измерение сечения рождения и вероятностей распада Х(3940).

Печально, когда теория совпадает с экспериментом.

Это уже не открытие, а закрытие."

Петр Капица

Существование очарованного кварка было предсказано в 1970 году для объяснения малой вероятности распада К^ —> fi+¡л~ и малой амплитуды смешивания К0 — К0, обусловленных так называемыми бокс-диаграммами. В модели трех известных тогда кварков интеграл по переданному импульсу кварковых и бозонных линий, входящих в бокс-диаграмму, расходился. Для сокращения расходимости была необходима диаграмма, компенсирующая рассматриваемую при больших переданных импульсах. Однако было недостаточно сделать бокс-диаграмму конечной, устранив расходимость интеграла. Из экспериментальных измерений (ненаблюдение К{[ ¡Iена уровне вероятности распада 10~4) было известно, что скомпенсировать дающее расходимость подынтегральное выражение необходимо уже для переданных импульсов существенно ниже шкалы масс слабых векторных бозонов. Для решения этой проблемы Глэшоу, Илиопулос и Майяни [1] предложили сократить подынтегральное выражение вкладом нового (четвертого) кварка. Предполагалось, что новый с-кварк имеет массу, промежуточную между массами легких кварков и шкалой слабого взаимодействия (~ 100 ГэВ), а его взаимодействие с другими кварками осуществляется посредством перехода с —> s', где s' = — d sin 9 с + s cos в с ■ (2)

Константы взаимодействия, соответствующие переходам и —> d' и с —>• s', совпадают, обеспечивая универсальность слабого взаимодействия. Такой механизм (названный по первым буквам имен авторов GIM-механизмом) приводит к компенсации вкладов и- и с-кварков, входящих в бокс-диаграммы с противоположными знаками. С1М-механизм имеет два важных следствия. Во-первых, восстанавливается равноправие верхних (с зарядом +2/3) и нижних (с зарядом —1/3) кварков: пары верхних и нижних кварков входят в заряженный ток симметрично, повернутыми друг относительно друга на один и тот же угол. Во-вторых, восстанавливается симметрия между кварками и лептонами, необъясненная до сих пор, но являющаяся несомненным достоинством теории.

Обнаружение «//^-мезона [2] в 1974 году явилось экспериментальным подтверждением справедливости С1М-механизма и существования с-кварка. Пожалуй, это открытие явилось одной из первых ласточек эпохи предсказаний, когда накопленных экспериментальных фактов оказалось достаточно для построения теории, умеющей предугадывать результаты последующих опытов. К сожалению, эта эпоха длится более 30 лет, оставляя целое поколение физиков разочарованными.

К счастью, на карте элементарных частиц остаются белые пятна столь притягательные для пытливого ума. Очарованный кварк оказался интересен и с иной точки зрения: с его открытием другая область Стандартной Модели — Квантовая Хромоди-намика (КХД) получила в свое распоряжение новый интересный объект для численных проверок. КХД —сектор Стандартной Модели, ответственный за сильные взаимодействия. Хотя мы уверены, что КХД как теория поля для сильных взаимодействий описывает адронные процессы, в то же время мы не в состоянии извлечь свойства адронов непосредственно из первых принципов этой теории. Открытие J /ф породило новое направление — физику кваркония. Состоящая из относительно тяжелого очарованного кварка с и его антикварка с, частица 5 ¡ф является родоначальницей целого семейства связанных состояний со скрытым очарованием — семейства чармония. Свое название чармоний получил благодаря сходству с позитронием, не только формально, как связанное состояние фермион-антифермионной пары, но и из-за схожей спектроскопии и динамики распадов: например, парапозитроний распадается на пару фотонов (его сс аналог, на пару глюонов), а ортопозитроний на три фотона ("орточармоний", ■]/ф; распадается на три глюона). Похожее семейство из еще более тяжелых 6-кварка и 6-антикварка было открыто четырьмя годами позже [3] и именуется боттомонием. Обобщающее название двух семейств, дополненное смешанными

Вс (Ьс) мезонами, —кварконий.

Физика кваркония предоставляет уникальную возможность исследовать свойства сильного взаимодействия на малых расстояниях, где доминируют пертурбативные эффекты. Благодаря большой массе обоих кварков теоретические модели выглядят более надежными, чем в случае обычных мезонов, содержащих легкий кварк. В то же время, состояния кваркония тестируют взаимодействия на больших расстояниях, где теория возмущений неприменима, и до сих пор не существует математического аппарата для численных расчетов в рамках КХД.

Сегодня физики, работающие в области высоких энергий, с нетерпением ожидают запуска ЬНС, Большого Адронного Коллайдера, открывающего новые границы доступных изучению энергий. Интересно, что физика кваркония, лежащая в энергетическом диапазоне значительно ниже не только перспективных, но и уже достигнутых энергий, остается привлекательной для экспериментаторов и теоретиков благодаря многочисленным сюрпризам. После предсказания, а затем и измерения большой массы ¿-кварка [4], казалось, что физика кваркония — лишь узкая и понятая область физики высоких энергий, ограниченная небольшим набором связанных состояний тяжелых кварк-антикварк пар. ¿¿-пара уже не образует связанного состояния, поскольку тяжелый ¿-кварк распадается до адронизации. Однако примерно в то же время (и именно на Теватроне, где был открыт ¿-кварк) проявилось первое крупное разногласие между теоретическими предсказаниями и экспериментом: сечение рождения ф{2Б) с большим поперечным импульсом в рр взаимодействиях более чем на порядок превосходило оцененное теоретически. Хотя и была предложена гипотеза, позволившая частично устранить это противоречие, сомнения в ее справедливости оставались на протяжении всего последнего времени. Сегодня, когда сечения рождения кваркония измерены в разнообразных процессах, можно уверенно утверждать, что самосогласованного понимания механизмов его рождения не существует. Одна из главных проблем последних лет —большие измеренные сечения парного рождения чармония в е+е~~ аннигиляции [5, 6] и процесса е+е" —> J/фcc [5, 7], исследования которых представлены в данной работе.

Не менее загадочной областью за последние годы стала спектроскопия чармония. Десять состояний чармония были открыты в период с 1974 по 1979 годы. В течение последующих двадцати пяти лет не было найдено ни одного нового состояния (два указания на существование г]с(23) и /хс были, вероятно, ошибочными). За это время теоретические модели смогли адаптироваться, чтобы с неплохой точностью описывать массы, ширины и переходы между известными состояниями чармония, а также их адронные, двухфотонные и лептонные распады. В 2002 году началась новая эпоха революционных экспериментальных открытий. Обнаружены восемь новых состояний: ?7с(25), /1с, Х(3872), Х(3940), У(3940), £(3930), У(4260) и У(4350). Лишь часть из них можно идентифицировать как ожидаемые состояния в спектре возбуждений чармония (г)с(23), /¿с, £(3930) = хсг(2Р), причем масса последнего далека от предсказанной). Свойства остальных (включая Х(3940), результат измерения которого представлен в данной работе [8]) плохо согласуются с ожиданиями, и теория скорее готова признать существование экзотических систем (отличных от привычных сс связанных состояний) в спектре "чармониеподобных" состояний, чем объяснить экзотические свойства недавно открытых частиц.

Лавинное нарастание необъясненных фактов, полученных в результате работы многочисленных экспериментов в течение последних лет, поставило перед теорией задачу поиска новых идей для понимания КХД в кварконии. Подходы, казавшиеся приемлемыми для описания спектроскопии, распадов и рождения кваркония в конце XX века, сегодня, в веке XXI, уже, очевидно, несостоятельны. Вызовет ли это революцию в теории КХД, покажет время.

Заключение

Капля сверху упала, и дрожащей Рябью стерло и скрыло то, что было В глубине. Что там, истина блеснула? Или камешек белый? Что-то было."

Роберт Фрост

Представленные в настоящей диссертации исследования были основаны на данных эксперимента Belle, набранных в период с 1999 по 2005 год. Перечислим кратко основные результаты, полученные в представленных исследованиях:

1. Впервые обнаружен пороговый скачок массы отдачи к J/ф в процессе е+е~ —> J/ф X. Положение порога указывает на доминирование процесса е+е~ —> J/фсс при рождение J/ф в е+е~ аннигиляции. Исследование эффективности критериев отбора показало, что пороговое поведение не связано со скачкообразной зависимостью эффективности от массы отдачи к J/ф.

2. Впервые обнаружен процесс парного рождения чармония в е+е~ аннигиляции е+е~ —» J/ф'Цс. Измерено полное сечение этого процесса сг(е+е- -» J/ф % (т)) х В>2 = (0.033 ±°0Z ± 0.009) пб. (9.7)

3. В процессе парного рождения обнаружено новое состояние чармония rjc(2S). Оценена масса этого состояния

MVc{2s) = (3.626 ± 0.005 ± 0.005) ГэВ/с2 . (9.8)

4. Сечения процессов е+е~ —> J/фЦс, е+е~ —> J/фхсо и е+е~ —> J/фr]c(2S) измерены в борновском приближении, без модельной неопределенности и с улучшенной статистической точностью.

5. Выполнен угловой анализ в процессах е+е~ —> 3/фсс. Измеренный поляризационный параметр ск^ в случае, когда чармоний в отдаче представляет собой г/с или ?7с(2<5'). хорошо согласуется с а.;/,/, = 1, ожидаемым из расчетов НРКХД и соответствующим минимальному угловому моменту между двумя состояниями чармония. Для процесса е+е~~ —> 3/фхс0 параметр aJ/ф близок к — 1, что не согласуется с предсказаниями НРКХД, ожидающей а.з/ф ~ 0.25.

6. Впервые обнаружены процессы е+е~ —> ^(26')(сс)ге8 и измерены их сечения. Значения сечений оказались близки сечениям аналогичных процессов е+е~ —► 3/ф(сс)ге5.

7. Впервые обнаружены процессы совместного рождения 3/ф с очарованным мезоном в е+е~ аннигиляции: е+е~ —> 3/фВ°Х и е+е~ —> 3/фБ*+Х. На основании измеренного числа пар 3/фБ° и 3/фО*+ оценено сечение процесса е+е~ —> 3/фсс.

8. В новом исследовании совместного рождения 3/ф с очарованными адронами сечение процесса е+е~ —► 3/фсс измерено без модельной ошибки т(е+е~ —> 3/фсс)

-{ = 0.82 ± 0.15 ± 0.14 . 9.9 т(е+е —» 3/фХ)

9. Впервые обнаружено новое "чармониеподобное" состояние, Х(3940), в процессе е+е —> 3 /фХ(3940). Измерено сечение этого процесса вогп(е+е~ 3/фХ(ЪШ)) х Б>2(Х(3940)) = (10.6 ±2.5 ±2.4) фб. (9.10)

10. Измерены масса и ширина нового состояния

МХ{3940) = (3.943 ± 0.006) ГэВ/с2, (9.11)

Гх(3940) < 52 МэВ/с2. (9.12)

11. Измерена вероятность распада Х(3940) в Б*В

2(Х(3940) -»• £>*£) = (96^ ±22)% 45% на 90% У. Д. (9.13)

12. Получены верхние пределы на вероятности распадов Х(3940) —► ИИ и Х(3940) — 3/фш

Х(3940) £>£) < 41% на 90% У. Д., (9.14)

Х(3940) З/фи) < 26% на 90% У. Д. (9.15)

Благодарности

Мне хочется в первую очередь выразить мою безграничную любовь и благодарность моим родителям, жене Гале и дочке Кате. Не смешивая чармоний с личными чувствами, скажу, что только ради них было затрачено время и силы на написание этого труда. Пусть эта малая работа станет им подарком от меня.

Мне хочется поблагодарить моего Учителя Михаила Владимировича Данилова, чей высокий авторитет в физике Б-мезонов распространяется на всю марку ИТЭФ®, за помощь во вступлении группы ИТЭФ в сотрудничество Belle и поддержку.

Мне особенно приятно поблагодарить Александра Евгеньевича Бондаря за его помощь при вступлении группы ИТЭФ в сотрудничество Belle. Он оказывал и продолжает оказывать неоценимую поддержку мне лично и всей группе ИТЭФ в Belle на протяжении всего времени нашей совместной работы. Его преданность физике и безграничное любопытство очень заразительны, а широта его интересов и острый ум не перестают восхищать. Все эти качества, сконцентрированные в одном человеке, помогают не разочароваться в науке.

Мне приятно отметить ту добрую помощь, которую оказывал всей группе ИТЭФ, первый споксмен сотрудничества, профессор Fumihiko Takasaki.

Мне хочется выразить мою особую признательность моим коллегам, Тагиру Аушеву, Алексею Друцкому, Роману Кагану и Сергею Семенову, с которыми мы начали работу в сотрудничестве Belle, и благодаря которым вступление группы ИТЭФ в это сотрудничество стало возможным. С первого дня они старались внести достойный вклад не только в успех физической программы эксперимента Belle, но и в нелегкую работу налаживания и поддержания многочисленных составляющих большого эксперимента.

Мне хочется поблагодарить моих аспирантов Тагира Аушева, Дмитрия Ливенце-ва и Тимофея Углова за их большой вклад в работу сотрудничества, за помощь и поддержку.

Мне хочется поблагодарить моих коллег, присоединившихся к сотрудничеству Belle позже: Владислава Балагуру, Ваню Беляева, Михаила Данилова, Романа Мизюка, Таню Медведеву, Евгения Новикова, Галину Пахлову, Игоря Тихомирова и Руслана Чистова.

При публикации работ, представленных в диссертации, неоценимую помощь мне оказали коллеги из сотрудничества Belle: Bruce Yabsley, Steve Olsen, Tom Browder, Michael Johnes, Bostjan Golob, SooKyung Choi, Kazuo Abe, William Trischuk, Jingi Haba, Wulfrin Bartel, Александр Степанович Кузьмин, Александр Евгеньевич Бондарь и Семен Исакович Эйдельман.

Хочется сказать О всем коллегам из сотрудничества Belle.

Мне особенно приятно, что исследования, представленные в этой диссертации, вызвали интерес у российских теоретиков. Мне хочется поблагодарить Виктора Львовича Черняка, Анатолия Константиновича Лиходеда, Алексея Борисовича Кайдалова, Бориса Лазаревича Иоффе, Алексея Валерьевича Лучинското, Александра Викторовича Бережного, Виктора Валерьевича Брагуту, и в третий раз Александра Евгеньевича Бондаря за новые идеи, за интерес к представленным результатам, за публикации, множащие индекс цитируемости статей, результаты которых представлены в этой диссертации.

В третий раз выражаю свою благодарность жене Гале за неоценимую помощь в редактировании этого труда.

1. S. L. Glashow, J. 1.iopoulos, L. Maiani, "Weak interactions with lepton-hadron symmetry.", Phys. Rev. D2, 1285 (1970).

2. J. J. Aubert et al., (E598 Collaboration), "Experimental observation of a heavy particle J.", Phys. Rev. Lett. 33, 1404 (1974).

3. J. E. Augustin et al., (SLAC-SP-017 Collaboration), "Discovery of a narrow resonance in e+e~ annihilation.", Phys. Rev. Lett. 33, 1406 (1974).

4. S. W. Herb et al, "Observation of a dimuon resonance at 9.5 GeV in 400 GeVproton-nucleus collisions." Phys. Rev. Lett. 39, 252 (1977).

5. F. Abe et al., (CDF Collaboration), "Observation of top quark production in pp collisions." Phys. Rev. Lett. 74, 2626 (1995).

6. K. Abe et al. (Belle Collaboration), "Observation of double cc production in e+e~ annihilation at y/s tts 10.6 GeV", Phys. Rev. Lett. 89, 142001 (2002).

7. K. Abe et al. (Belle Collaboration), "Study of double charmonium production in e+e~ annihilation at y/s = 10.6 GeV." Phys. Rev. D70, 071102 (2004).

8. P. N. Pakhlov, "Charmonium production with e+e~.", Acta Phys. Polon. B35, 97 (2004).

9. K. Abe et al. (Belle Collaboration),"Observation of a charmoniumlike state produced in association with a J/ip in e+e~ annihilation at y/s ~ 10.6 GeV." Phys. Rev. Lett. 98, 082001 (2007).

10. K. R. Popper, "Science as Falsification", Routledge and Keagan Paul, Conjectures and Refutations (1963).

11. V. A. Novikov, L. B. Okun, M. A. Shifman, A. I. Vainshtein, M. B. Voloshin and V. I. Zakharov, "Sum rules for charmonium and charmed mesons decay rates in quantum chromodynamics." Phys. Rev. Lett. 38, 626 (1977); Erratum-ibid. 38, 791 (1977).

12. K.G. Wilson, "Confinement of Quarks." Phys. Rev. D10, 2445 (1974).

13. K. G. Wilson and J. B. Kogut, "The Renormalization group and the epsilon expansion." Phys. Rept. 12, 75 (1974).

14. W. E. Caswell and G. P. Lepage, "Effective lagrangians for bound state problems in QED, QCD, and other field theories.", Phys. Lett. B167, 437 (1986).

15. B. A. Thacker and G. P. Lepage, "Heavy quark bound states in lattice QCD.", Phys. Rev. D43, 196 (1991).

16. G. T. Bodwin, E. Braaten and G. P. Lepage, "Rigorous QCD analysis of inclusive annihilation and production of heavy quarkonium.", Phys. Rev. D51, 1125 (1995); Erratum-ibid. D55, 5853 (1997).

17. M. B. Einhorn and S. D. Ellis, "Hadronic production of the new resonances: probing gluon distributions." Phys. Rev. D12, 2007 (1975).

18. S. D. Ellis, M. B. Einhorn, and C. Quigg, "Comment on hadronic production ofpsions." Phys. Rev. Lett. 36, 1263 (1976).

19. C. E. Carlson and R. Suaya, "Hadronic production of J/ip mesons." Phys. Rev. D D14, 3115 (1976).

20. J. H. Kiihn, "Hadronic production of P—wave charmonium states." Phys. Lett. B89, 385 (1980).

21. T. A. DeGrand and D. Toussaint, "The decay of B quarks into ■¡/Vs." Phys. Lett. B89, 256 (1980).

22. J. H. Kiihn, S. Nussinov, and R. Riickl, "Charmonium production in B decays." Z. Phys. C5, 117 (1980).

23. M. B. Wise, "An estimate ofJ/ip production in B decays."Phys. Lett. B89, 229 (1980).

24. C. H. Chang, "Hadronic production ofj/ip associated with agluon."Nucl. Phys. B172, 425 (1980).

25. R. Baier and R. Riïckl, "On inelastic leptoproduction of heavy quarkonium states. " Nucl. Phys. B201, 1 (1982).

26. R. Baier and R. Riickl, "Hadronic production of J/ip and T: transverse momentum distributions. " Phys. Lett. B102, 364 (1981).

27. R. Baier and R. Riickl, "Hadronic Collisions: A Quarkonium Factory." Z. Phys.Cl9, 251 (1983).

28. E. L. Berger and D. L. Jones, "Inelastic photoproduction Of J/if) and Y by gluons." Phys. Rev. D23, 1521 (1981).

29. W. Y. Keung, "Inclusive Quarkonium Production." Print-81-0161 (BNL) Presented at Z0 Physics Workshop, Ithaca, N.Y., Feb 6-8 (1981).

30. G. A. Schuler, "Quarkonium production and decays." hep-ph/9403387.

31. E. Braaten and S. Fleming, "Colour octet fragmentation and the ip(2S) surplus at the Tevatron. " Phys. Rev. Lett. 74, 3327 (1995).

32. H. Fritzsch, "Producing heavy quark flavours in hadronic collisions: a test of quantum chromodynamics." Phys. Lett. B67, 217 (1977).

33. F. Halzen, "Cvc for gluons and hadroproduction of quark flavours." Phys. Lett. B69, 105 (1977).

34. M. Gliick, J. F. Owens and E. Reya, "Gluon contribution to hadronic J/ip production." Phys. Rev. D17, 2324 (1978).

35. V. D. Barger, W. Y. Keung and R. J. Phillips, "On ip and Y production via gluons." Phys. Lett. B91, 253 (1980).

36. E. Eichten, K. Gottfried, T. Kinoshita, K. D. Lane and T. M. Yan, "Charmonium: 1. The model." Phys. Rev. D17, 3090 (1978); Erratum-ibid. D21, 313 (1980)it "Charmonium: comparison with experiment." Phys. Rev. D21, 203 (1980).

37. J. L. Richardson, "The heavy quark potential and the Y; J/ijj systems." Phys. Lett. B82, 272 (1979).

38. G. Fogleman, D. B. Lichtenberg and J. G. Wills "Heavy meson spectra calculated with a one-prarameter potential." Lett. Nuovo Cimento 26, 369 (1979).

39. R. Y. Levine and Y. Tomozawa, " An effective potential for heavy quark-anti-quark bound systems." Phys. Rev. D19 1572 (1979);

40. R. Levine and Y. Tomozawa, "Characteristics of expected quark-anti-quark resonances based on the quantum chromodynamic potential." Phys. Rev. D21 840 (1980).

41. G. Bhanot and S. Rudaz "A new potential for quarkonium." Phys. Lett. B78 119 (1978).

42. H. Krasemann and S. Ono, "Heavy quarkonia and asymptotic freedom." Nucl. Phys. B154, 283 (1979).

43. W. Buchmiiller and S. H. H. Tye, "Quarkonia and quantum chromodynamics." Phys. Rev. D24, 132 (1981).

44. V. A. Novikov, L. B. Okun, M. A. Shifman, A. I. Vainshtein, M. B. Voloshin and V. I. Zakharov, "Sum rules for charmonium and charmed mesons decay rates in quantum chromodynamics." Phys. Rev. Lett. 38, 626 (1977).

45. M. B. Voloshin, "Precoulombic asymptotics for energy levels of heavy quarkonium." Sov. J. Nucl. Phys. 36, 143 (1982) (Yad. Fiz. 36, 247 (1982)).

46. E. Eichten, K. Gottfried, T. Kinoshita, K. D. Lane and T. M. Yan, "The interplay of confinement and decay in the spectrum of charmonium." Phys. Rev. Lett. 36, 500 (1976).

47. A. Le Yaouanc, L. Oliver, O. Pene and J. C. Raynal, "Naive quark pair creation model of strong interaction vertices." Phys. Rev. D8, 2223 (1973).

48. V. B. Berestetskij, E. M. Lifschitz, and L. P. Pitaevskij, Relativistic Quantum Theory, (Oxford, New York, Pergamon Press 1971) pp 280-286.

49. F. Abe et al., (CDF Collaboration), "J/ip and ip(2S) production in pp collisions at y/~s = 1.8 TeV.", Phys. Rev. Lett. 79, 572 (1997).

50. F. Abe et al. (CDF Collaboration), "Production of J/i> mesons from Xc meson decays in pp collisions at y/s = 1.8 TfeK"Phys. Rev. Lett. 79, 578 (1997).

51. M. Kramer, "Quarkonium production at high-energy colliders."Prog. Part. Nucl. Phys. 47, 141 (2001).

52. M. Beneke and M. Kramer, "Direct J/tp and tp(2S) polarization and cross-sections at the Tevatron." Phys. Rev. D55, 5269 (1997).

53. T. Affolder et al. (CDF Collaboration), "Measurement of J/ip andip(2S) polarisation in pp collisions at y/s = 1.8 TeV." Phys. Rev. Lett. 85, 2888 (2000).

54. A. K. Leibovich, "ip{2S) polarization due to colour-octet quarkonia production." Phys. Rev. D56, 4412 (1997).

55. E. Braaten, B. A. Kniehl and J. Lee, "Polarization of prompt J/tp at the Tevatron." Phys. Rev. D62, 094005 (2000).

56. C. Akerlof et al., "ip(2S) production in pN and ir~N interactions at 125 GeV/c and a determination of the gluon structure functions of the p and the tt~." Phys. Rev. D48, 5067 (1993).

57. M. H. Schub et al. (E789 Collaboration), "Measurement of J/ip andvp(2S) production in 800 GeV/c proton-gold collisions." Phys. Rev. D52, 1307 (1995); Erratum-ibid. D53, 570 (1996).

58. T. Alexopoulos et al. (E771 Collaboration), "Measurement of J/ip, ip(2S) and Y total cross-sections in 800 GeV/c p — Si interactions. " Phys. Lett. B374, 271 (1996).

59. M. Beneke and I. Z. Rothstein, "Hadro-production of quarkonia in fixed target experiments." Phys. Rev. D54, 2005 (1996); Erratum-ibid. D54, 7082 (1996).

60. W. K. Tang and M. Vanttinen, "Colour-Octet J/ip production at low p±." Phys. Rev. D54, 4349 (1996).

61. S. Gupta and K. Sridhar, "Colour-octet contributions to J/ip hadroproduction at fixed target energies." Phys. Rev. D54, 5545 (1996).

62. M. Beneke, "Nonrelativistic effective theory for quarkonium production in hadron collisions." hep-ph/9703429.

63. M. Bedjidian et al., "Hard probes in heavy ion collisions at the LHC: Heavy flavour physics." hep-ph/0311048.

64. M. Kramer, J. Zunft, J. Steegborn, and P. M. Zerwas, "Inelastic J ftp photoproduction." Phys. Lett. B348, 657 (1995).

65. M. Kramer, "QCD Corrections to inelastic J/ip photoproduction." Nucl. Phys. B459, 3 (1996).

66. C. Adloff et al. (HI Collaboration), "Inelastic photoproduction of J/if) mesons at HERA." Eur. Phys. J. C25, 25 (2002).

67. S. Chekanov et al. (ZEUS Collaboration), "Measurements of inelastic J/ip andijj(2S) photoproduction at HERA." Eur. Phys. J. C27, 173 (2003).

68. C. Adloff et al. (HI Collaboration), "Inelastic leptoproduction of J/ip mesons at HERA." Eur. Phys. J. C25, 41 (2002).

69. B. A. Kniehl and L. Zwirner, "J/ip inclusive production in ep deep-inelastic scattering at DESYHERA." Nucl. Phys. B621, 337 (2002).

70. A. D. Martin, R. G. Roberts, W. J. Stirling, and R. S. Thorne, "Parton distributions: A new global analysis." Eur. Phys. J. C4, 463 (1998).

71. H. L. Lai et al. (CTEQ Collaboration), "Global QCD analysis of parton structure of the nucleón: CTEQ5 parton distributions." Eur. Phys. J. C12, 375 (2000).

72. S. Todorova-Nova, "(Some of) recent 77 measurements from LEP.", hep-ph/0112050.

73. J. Abdallah et al. (DELPHI Collaboration), "Study of inclusive J/ip production in two-photon collisions at LEP II with the DELPHI detector." Phys. Lett. B565, 76 (2003).

74. M. Klasen, B. A. Kniehl, L. Mihaila and M. Steinhauser, "Jftp plus dijet associated production in two-photon collisions." Nucl. Phys. B609 518 (2001).

75. M. Klasen, B. A. Kniehl, L. N. Mihaila, and M. Steinhauser, "Evidence for colour-octet mechanism from CERN LEP2 77 -»• J/ip + X data." Phys. Rev. Lett. 89, 032001 (2002).

76. J. P. Alexander et al. (CLEO Collaboration), "Observation of Y (AS) decays into non-BB final states containing psi mesons." Phys. Rev. Lett. 64, 2226 (1990).

77. P. L. Cho and A. K. Leibovich, "Colour-singlet psi(Q) production at e+e~ colliders." Phys. Rev.D54, 6690 (1996).

78. F. Yuan, C. F. Qiao, and K. T. Chao, "Prompt J/ijj production at e+e~ colliders." Phys. Rev. D56, 321 (1997).

79. F. Yuan, C. F. Qiao, and K. T. Chao, "Determination of colour-octet matrix elements from e+e~ process at low energies." Phys. Rev. D56, 1663 (1997).

80. G. A. Schüler, "Testing factorization of charmonium production." Eur. Phys. J. C8, 273 (1999).

81. E. Braaten and Y. Q. Chen, "Signature for colour octet production of J/ip in e+e~ annihilation." Phys. Rev. Lett. 76, 730 (1996).

82. A. V. Berezhnoy, V. V. Kiselev and A. K. Likhoded, "Photonic production of S- and P wave Bc states and doubly heavy baryons." Z. Phys. A356, 89 (1996).

83. А. V. Berezhnoi, V. V. Kiselev, А. К. Likhoded and A. I. Onishchenko, "Bc meson at LHC." Phys. Atom. Nucl. 60, 1729 (1997).

84. K. Abe et al. (Belle Collaboration), "Production of prompt charmonia in e+e~ annihilation at y/s = 10.6 GeV." Phys. Rev. Lett. 88 052001 (2002).

85. B. Aubert et al. (BABAR Collaboration), "Measurement of J/ф production in continuum e+e~ annihilations near y/s = 10.6 GeК" Phys. Rev. Lett. 87, 162002 (2001).

86. S. Fleming, A. K. Leibovich and T. Mehen, "Resumming the colour-octet contribution to e+e~ J/фХ." Phys. Rev. D68, 094011 (2003).

87. W. Braunschweig et al. (DASP Collaboration), "Radiative decays of the J ftp and evidence for a new heavy resonance." Phys. Lett. B67, 243 (1977).

88. M. A. Shifman, A I. Vainshtein, M. B. Voloshin, V. I. Zakharov, "rjcpuzzle in quantum chromodynamics." Phys. Lett. B77, 80 (1978).

89. R. Partridge et al. (Crystall Ball Collaboration), "Observation of an r\c candidtae state with mass 2978 ±9 Me V." Phys. Rev. Lett. 45, 1150 (1980).

90. C. Edwards et al. (Crystall Ball Collaboration), "Observation of and rjc(2S) candidate state with mass 3592 ± 5MeV/c2." Phys. Rev. Lett. 48 70, (1982).

91. S. K. Choi et al. (Belle Collaboration), "Observation of the r]c(2S) in exclusive В -н> KK°sK~ir+ decays.", Phys. Rev. Lett. 89, 102001 (2002).

92. D. M. Asner et al. (CLEO Collaboration), Phys. Rev. Lett. 92, 142001 (2004).

93. B. Aubert et al. (BaBar Collaboration), Phys. Rev. Lett. 92, 142002 (2004).

94. M. Okamoto et al. (CP-PACS Collaboration), "Charmonium spectrum from quenched anisotropic lattice QCD." Phys. Rev. D65, 094508 (2002).

95. S. Choe et al. (QCD-TARO Collaboration), "Quenched charmonium spectrum." JHEP 0308, 022 (2003).

96. P. Chen, "Heavy quarks on anisotropic lattices: The charmonium spectrum." Phys. Rev. D64, 034509 (2001).

97. X. Liao and T. Manke, "Excited charmonium spectrum from anisotropic lattices." hep-lat/0210030.

98. C. J. Morningstar and M. J. Peardon, "The glueball spectrum from an anisotropic lattice study." Phys. Rev. D60, 034509 (1999).

99. B. Lucini and M. Teper, "SU(N) gauge theories in four dimensions: exploring the approach to N = oo." JHEP 0106, 050 (2001).

100. G. S. Bali et al. (UKQCD Collaboration), "A Comprehensive lattice study of SU(3) glueballs." Phys. Lett. B309, 378 (1993).

101. P. Chen, X. Liao and T. Manke, "Relativistic quarkonia from anisotropic lattices.", Nucl. Phys. B (Proc. Suppl. 94), 342 (2001).

102. T. Barnes and S. Godfrey, "Charmonium options for the X(3872)." Phys. Rev. D69, 054008 (2004).

103. E. J. Eichten, K. Lane and C. Quigg, "Charmonium levels near threshold and the narrow state X(3872) tt+tt" J/ip." Phys. Rev. D69, 094019 (2004).

104. S. Uehara, itet al. Belle Collaboration], "Observation of a x'C2 candidate in 77 —DD production at Belle," Phys. Rev. Lett. 96, 082003 (2006).

105. J. L. Rosner et al. (CLEO Collaboration), "Observation of h/c ((l)P(l)) state of charmonium." Phys. Rev. Lett. 95, 102003 (2005).

106. S. Godfrey and N. Isgur, "Mesons in a relativized quark model with chromodynamics." Phys. Rev. D32, 189 (1985).

107. E. J. Eichten and C. Quigg, "Mesons with beauty and charm: Spectroscopy." Phys. Rev. D49, 5845 (1994).

108. L. P. Fulcher, "Perturbative QCD, a universal QCD scale, long range spin orbit potential, and the properties of heavy quarkonia." Phys. Rev. D44, 2079 (1991).

109. D. Ebert, R. N. Faustov and V. O. Galkin, "Properties of heavy quarkonia and Bc mesons in the relativistic quark model." Phys. Rev. D67, 014027 (2003).

110. S. N. Gupta and J. M. Johnson, "Bc spectroscopy in a quantum-chromodynamic potential model." Phys. Rev. D53, 312 (1996).

111. J. Zeng, J. W. Van Orden and W. Roberts, "Heavy mesons in a relativistic model." Phys. Rev. D52, 5229 (1995).

112. S. K. Choi et al. (Belle Collaboration), "Observation of a new narroiv charmonium state in exclusive ->■ Kpmn+iv- 3/ip decays." Phys. Rev. Lett. 91, 262001 (2003).

113. K. Abe et al. (Belle Collaboration), "Observation of B+ -c ^(3770)^." Phys. Rev. Lett. 93, 051803 (2004).

114. J. Z. Bai et al. (BES Collaboration), "Evidence of ?/>(3770) non-(DD) decay, to J/tppi+pr." Phys. Lett. B605, 63 (2005).

115. D. Acosta et al. (CDF Collaboration]), "Observation of the narrow state X(3872) — 7T+7T-J/tp in pp collisions at y/s = 1.96 TeV." Phys. Rev. Lett. 93, 072001 (2004).

116. V. M. Abazov et al. (DO Collaboration), "Observation and properties of the X(3872) decaying to J/i/jir+ir~ in n pp collisions at y/s = 1.96 TeV." Phys. Rev. Lett. 93, 162002 (2004).

117. B. Aubert et al. (BABAR Collaboration), "Study of the B~ -> decay and measurement of the B~ —> X(3872)K~ branching fraction." Phys. Rev. D71, 071103 (2005).

118. S. L. Olsen et al. (Belle Collaboration), "Search for a charmonium assignment for the X(3872)." hep-ex/0407033.

119. M. B. Voloshin, "Interference and binding effects in decays of possible molecular component of X(3872)." Phys. Lett. B579, 316 (2004).

120. S. Pakvasa and M. Suzuki, "On the hidden charm state at 3872MeV." Phys. Lett. B579, 67 (2004).

121. N. A. Tornqvist, "Isospin breaking of the narrow charmonium state of Belle at 3872 Me V as a deuson," Phys. Lett. B590, 209 (2004).

122. F. E. Close and P. R. Page, "The D*°D° threshold resonance." Phys. Lett. B578, 119 (2004).

123. E. S. Swanson, "Diagnostic decays of the X(3872)." Phys. Lett. B598, 197 (2004).

124. K. Abe et al. Belle Collaboration], "Observation of a near-threshold omega J/psi mass enhancement in exclusive B —> KuJ/ip decays." Phys. Rev. Lett. 94, 182002 (2005).

125. F. E. Close, "New metastable charmonium and the ip anomaly at CDF." Phys. Lett. B342, 369 (1995).

126. F. E. Close and P. R. Page, "Gluonic charmonium resonances at BaBar and Belle?" Phys. Lett. B628,215 (2005).

127. B. Aubert et al. (BABAR Collaboration), "Observation of a broad structure in the ■K+7v-J/if> mass spectrum around 4.26 GeV/c2." Phys. Rev. Lett. 95, 142001 (2005).

128. Q. He et al. (CLEO Collaboration), " Confirmation of the Y(4260) resonance production in ISR." Phys. Rev. D74, 091104 (2006).

129. T. E. Coan et al. (CLEO Collaboration), "Charmonium decays ofY(4260), ^(4160) and -0(4040)." Phys. Rev. Lett. 96, 162003 (2006).

130. K. Abe et al. (Belle Collaboration), " Study of the Y(4260) resonance in e+e~ collisions with initial state radiation at Belle." hep-ex/0612006.

131. B. Aubert et al. (BABAR Collaboration), "Study of the exclusive initial-state radiation production of the DD system." hep-ex/0607083.

132. G. Pakhlova et al. (Belle Collaboration), " Measurement of the near-threshold e+e~ —> ]j{*)]j* cross section using initial state radiation."Phys. Rev. Lett. 98, 092001 (2007).

133. S. L. Zhu, "The possible interpretations of Y(4260)."Phys. Lett. B625, 212 (2005).

134. E. Kou and О. Репе, "Suppressed decay into open charm for the F(4260) being an hybrid." Phys. Lett. B631, 164 (2005).

135. A. Abashian et al. (Belle Collaboration), "KEK, Tsukuba Progress Report 2000: The Belle detector.", Nucl. Instr. and Meth. A 479, 117 (2002).

136. Z.Natkaniec et al. "Status of the Belle silicon vertex detector.", Nucl. Instr. and Meth. A 560, 1 (2006).

137. S. Kurokawa and E. Kikutani, "Overview of the KEKB accelerators." Nucl. Instrum. Meth., A499, 1 (2003);и другие статьи, включенные в этот выпуск журнала.

138. Н. Hirano et al., "A high resolution cylindrical drift chamber for the KEKB factory.", Nucl. Instr. and Meth. A455, 294 (2000).

139. T. Sumiyoshi et al., "Silica aerogel Cherenkov counter for the KEKB factory experiment.", Nucl. Instr. and Meth. A433, 385 (1999).

140. I. Adachi et al, "Study of a threshold Cherenkov counter based on silica aerogels with low refractive indices.", Nucl. Instr. and Meth. A355, 390 (1995).

141. S. K. Sahu et al., "Measurement of radiation damage on silica aerogel Cherenkov radiator.", Nucl. Instr. and Meth. A382, 441 (1996).

142. K. Abe et al., KEK progress report 96-1 (1996).

143. A. Abashian et al., "The KL/p, detector subsystem for the BELLE experiment at the KEKB factory.", Nucl. Instr. and Meth. A449, 112 (2000).

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

145. Генератор qq был разработан коллаборацией CLEO. Информацию можно найти на сайте: http://www.lns.cornell.edu/public/CLEO/soft/QC).

146. К. Abe et al. (Belle Collaboration), "Observation of large CP violation in the neutral В meson system." Phys. Rev. Lett. 87, 091802 (2001).

147. D. E. Groom et al. (Particle Data Group) "Review of particle Physics. " Eur. Phys. J. C15, 1 (2000).

148. E. Kuraev and S. Fadin, "On radiative corrections to e+e~ single photon annihilation at high-energy." Sov. J. Nucl. Phys. 41, 466 (1985).

149. W. Buchmuller and S.-H.H. Tye, Phys. Rev. D24, 132 (1981).

150. S. Godfrey and N. Isgur, Phys. Rev. D32, 189 (1985).

151. T. Sjôstrand, "High-energy physics event generation with PYTHIA 5.7 and JETSET 7.4 .", Comput. Phys. Commun. 82, 74 (1994);

152. W. M. Yao et al. (Particle Data Group) "Review of particle Physics." J. Phys. G33, 1 (2006).

153. E. Braaten and J. Lee, "Exclusive double-charmonium production in e+e~~ annihilation. " Phys. Rev. D67, 054007 (2003).

154. K. Hagiwara, E. Kou and C.-F. Qiao, "Exclusive J/ty productions at e+e~ colliders." Phys. Lett. B570, 39 (2003).

155. K. Y. Liu, Z. G. He, and K. T. Chao, "Problems of double charm production in e+e~ annihilation at y/s = 10.6 GeV."Phys. Lett. B557, 45 (2003).

156. G. T. Bodwin, J. Lee and E. Braaten, "Exclusive double charmonium production from e+e~ annihilation into two virtual photons.", Phys. Rev. D67, 054023 (2003),

157. G. T. Bodwin, J. Lee and E. Braaten, "e+e~ annihilation into J/ip-f-J/ip.", Phys. Rev. Lett. 90, 162001 (2003).

158. A. V. Luchinsky, "On double 1 charmonium production through two photon e+e~ annihilation at y/s = 10.6 GeV." hep-ph/0301190.

159. G. T. Bodwin, J. Lee and E. Braaten, "Erratum: Exclusive double charmonium production from e+e~annihilation into two virtual photons.", Phys. Rev. D72, 099904 (2005).

160. S. J. Brodsky, A. S. Goldhaber and J. Lee, "Hunting for glueballs in electron positron annihilation." Phys. Rev. Lett. 91, 112001 (2003).

161. S. Dulat, K. Hagiwara and Z. H. Lin, "Scalar charmonium and glueball mixing in e+e" J/ipX." Phys. Lett. B594 118 (2004).

162. G. Rodrigo, H. Czyz and J. H. Kuhn, "Radiative return at NLO: The Phokhara Monte Carlo generator." hep-ph/0205097.

163. S. Eidelman et al. (Particle Data Group), "Review of particle Physics." Phys. Lett. B592, 1 (2004).

164. K. Abe et al. (Belle Collaboration), BELLE-CONF-O331, contributed paper to International Europhysics Conference on High Energy Physics (EPS 2003), Aachen, Germany, 2003.

165. P. Cho and A. K. Leibovich, Phys. Rev. D53, 150 (1996); D53, 6203 (1996). S. Baek, P. Ko, J. Lee, and H. S. Song, J. Kor. Phys. Soc. 33, 97 (1998).

166. F. Yuan, C.-F. Qiao, and K.-T. Chao, Phys. Rev. D56, 321 (1997).

167. B. Aubert et al. (BaBar Collaboration), "Measurement of double charmonium production in e+e~ annihilations at yfs « 10.6 GeV.", Phys. Rev. D72, 031101 (2005).

168. Y. J. Zhang, Y. J. Gao and K. T. Chao, "Next-to-leading order QCD correction to e+e~ Jl^r\c aty/s = 10.6 GeV." Phys. Rev. Lett. 96, 092001 (2006).

169. J. P. Ma and Z. G. Si, "Predictions for e+e~ —> J/ipVc with light-cone wave-functions." Phys. Rev. D70, 074007 (2004).

170. A. E. Bondar and V. L. Chernyak, "Is the BELLE result for the cross section a(e+e~ J/ipVc) a real difficulty for QCD?" Phys. Lett. B612, 215 (2005).

171. V. L. Chernyak and A. R. Zhitnitsky, "Asymptotic behaviour of exclusive processes in QCD." Phys. Rep. 112, 173 (1984).

172. V. V. Braguta, A. K. Likhoded, A. V. Luchinsky, " The processes e+e~ —> J/ipXco, ^(25)хсо at y/s = 10.6 GeV in the framework of light cone formalism." Phys. Lett. B635, 299 (2006).

173. S. Baek, P. Ko, J. Lee, and H. S. Song, "Colour-octet heavy quarkonium productions in Z° decays at LEP." Phys. Lett. B389, 609 (1996).

174. K. Y. Liu, Z. G. He and К. T. Chao, "Inclusive charmonium production via double cc in e+e~ annihilation. " Phys. Rev. D69, 094027 (2004).

175. A. B. Kaidalov, "J/ip cc production in e+e~ and hadronic interactions." JETP Lett. 77, 349 (2003); Письма ЖЭТФ 77, 417 (2003).

176. E. J. Eichten, K. Lane and C. Quigg, "New states above charm threshold." Phys. Rev. D73, 014014 (2006),

177. Erratum-ibid. D73, 079903 (2006).

178. V. V. Braguta, A. K. Likhoded, A. V. Luchinsky, " The process e+e" -> J/^X(3940) at y/s = 10.6 GeV in the framework of light cone formalism." Phys. Rev. D74, 094004 (2006).1. Список иллюстраций

179. Дифференциальные сечения рождения J/ф и ф(2Э) как функции рт. 24

180. Поляризационный параметр a для прямых а) J/ф и Ь) '0(25) в зависимости от рт- Затененные области показывают диапазон предсказаний НРКХД 50, 52,53. 27

181. Сечение рождения •0(25) вперед (хр > Oj в pN (слева) и ttN столкновениях (справа). Кривыми показаны: предсказания цвето-синглетной моделипунктирные кривые), предсказания НРКХД для рождения прямых J/ф с Mi>(2S) = 5 2 х 10з ГэВз (сшюшпые KpHBbie) 57. 28

182. Дифференциальные сечения (1,о¡¿С)2 (сверху) и (1а/г1р^ (внизу) и отношение экспериментальных значений к расчетам в рамках НРКХД 69. Цвето-синглетная составляющая (светлая полоса); цвето-синглетная + цвето-октетнаятемная полоса). 32

183. Дифференциальное сечение 77 —J/ф+Х в зависимости отpj, в эксперименте DELPHI. 33

184. Спектр масс t+i~ комбинаций выше порога рождения из В-мезонов: а) данные, набранные при энергии рождения T(4S) -резонанса, Ъ) ниже порога рождения Y(45)-резонанса и при энергии рождения Т(55)-резонанса. 35

185. Диаграммы рождения J/ф в е+е~ аннигиляции: a) е+е" —» J/'ф + g g , b) e+e~^J/f + g, с) e+e~ —> J/ф + (cc). 36

186. Спектр состояний чармония и экзотических состояний (глюболов и гибридов), рассчитанный на решетках. 42

187. Зависимость числа событий в данных эксперимента Belle от а) массы В-кандидата (Мьс = ^Щ)еахп ~ Рв)> Ю массы J/ф-комбинации и с) разницы энергий В-кандидата и энергии пучка в СЦМ (ДЕ = Ев — -Еьеат) ■ Результаты подгонки показаны сплошными кривыми. 45

188. Спектр масс J/фи) в распадах В —> KJ/'фш. Результаты подгонки показаны сплошными кривыми в предположении: а) распада по фазовому объему; Ь) существования резонанса на пороге. 47

189. Спектр масс 1/фп+тт~ комбинаций в е+е~ аннигиляции с испусканием радиационного фотона в начальном состоянии. Сплошная кривая показывает результат подгонки. 48

190. Схема ускорителя КЕКВ и инжекторной системы. 52

191. Схема области взаимодействия ускорителя КЕКВ. 53

192. Схематический вид детектора Belle. 56

193. Ионизационные потери заряженных частиц в газе дрейфовой камеры в зависимости от импульса для различных типов частиц. 58

194. Срез внутренней части детектора Belle, демонстрирующий расположение аэро-гельных счетчиков и времяпролетной системы. 60

195. Разрешение TOF по времени пролета частиц в зависимости от z координаты пересечения трека со счетчиком. 61

196. Разрешение TOF по времени пролета частиц, усредненное по всем времяпро-летным счетчикам, в зависимости от типа адрона. 62

197. Эффективность тг±/К± идентификации, выраженная в единицах стандартных отклонений по измеренному времени пролета в зависимости от импульса трека. 63

198. Идентификация частиц в детекторе Belle с использованием различных детекторных систем в зависимости от импульса. Контрастность диаграммы соответствует более надежной степени идентификации. 69

199. Эффективность идентификации мезонов и вероятность неправильной идентификации 7г —> в зависимости от импульса частицы, определенныена реальных данных при помощи распадов D*+ —> D°tt+, D° —> К~тг+. . 70

200. Логическая схема триггерной системы детектора Belle. 72

201. Зависимость эффективности требования iVcll > 4 от массы отдачи к J/ф. . . 81

202. Диаграммы процесса е+е- —► 3/ф?.с: а) без радиационной поправки, Ъ) с радиационной поправкой в первом порядке теории возмущений. 84

203. Монте Карло. Спектр масс отдачи к восстановленным кандидатам 3/ф в процессе е+е~ —> 3/ф г/с (лзн,)- Затененная область соответствует событиям с радиационным фотоном с энергией больше 10 МэВ, испущенным до е+е~ аннигиляции. 84

204. Диаграммы процесса е+е~ —> 3/ф 3ф при двухфотонной аннигиляции. . 91

205. Спектр масс отдачи к 3/ф в интервалах по а) косинусу угла вылета 3/ф в СЦМ, Ъ) косинусу угла поляризации 3/ф. Результаты подгонки в каждом интервале показаны сплошной кривой. 99

206. Зависимость эффективности восстановления J/ф от косинуса угла вылета J/ф в СЦМ (слева) и угла поляризации J/ф (справа) для процессов е+е~

207. J/ф г.с (верхний ряд) ие+е- —> J/фХсО (нижний ряд). 100

208. Спектр Мгес(3/ф О) для событий моделирования е+е~ —>• 3/фХ(3940) —> БВ (открытая гистограмма) и е+е~ —> 3/фХ(3940) —» (заштрихованная гистограмма). 126

209. Спектр масс отдачи к восстановленным кандидатам 3¡ф в эксперименте ВАВАЯ. Подгонка, показанная сплошной линией, выполнена в предположении вклада трех состояний чармония: г)с, ХсО и ~г}с{23). 137

210. Форма волновой функции для V2 = 1 (легкие кварки), V2 = 0.3 (чармоний) и

211. V2 = 0.08 (боттомоний). 140

212. Зависимость рассчитанной ширины г)с(ЗБ) от ее массы 175. 143