Содержание к диссертации
Введение
1 Распады прелестных мезонов 9
1.1 Лагранжиан Стандартной Модели 9
1.2 Параметризация матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскава . 12
1.3 Треугольники унитарности и инвариант Ярлског 14
1.4 Феноменология ВВ-осцилляций и нарушения СР-четности 18'
1.4.1 Осцилляции нейтральных В-мезонов 18
1.4.2 Механизмы СР-нарушения 24
1.4.3 СР-нарушение в амплитудах распадов 25
1.4.4 СР-нарушение в BqBq-осцилляциях 27
1.4.5 Интерференция между распадами и осцилляциями . 28
1.5 Слабые нелептонные распады В-мезонов 30
1.6 ВВ-осцилляции и нарушение СР-четности в Стандартной Модели 31
1.7 Пингвинные b —+ Б(о!)-переходы 35
1.7.1 Радиационные пингвинные распады В-мезонов . 38
1.7.2 Глюонные пингвинные распады В-мезонов . 43
2 Эксперимент LHCb 48
Оглавление
2.1 Ускоритель LHC 48
2.2 Рождение b-кварков на LHC 51
2.3 Детектор LHCb 53
2.3.1 Система восстановления треков 54
2.3.2 Детекторы колец черепковского излучения 57
2.3.3 Мюопный детектор 59
2.3.4 Калориметрическая система GO
2.3.5 Магнит, вакуумная камера 70
2.4 Триггер 70
2.5 Моделирование и восстановление событий 72
2.5.1 Моделирование методом Монте-Карло 72
2.5.2 Восстановление треков заряженных частиц 74
2.5.3 Восстановление вершин рр-взаимодействий 76
2.5.4 Восстановление фотонов и тг-мезонов 77
2.5.5 Идентификация заряженных частиц 82
2.5.6 Восстановление Kg-мезонов 90
2.5.7 Программы физического анализа 91
3 Анализ пингвинных распадов в эксперименте LHCb 93
3.1 Принципы отбора событий 93
3.2 Оптимизация критериев отбора 96
3.3 Отбор событий ВЦ 97 '
3.4 Отбор событий В 108
3.5 Эффективность и годовые выходы 117
3.6 Оценки соотношения сигнала и фона 121
3.7 Обсуждение результатов 122
Заключение 125
Оглавление
Приложение 132
Программа LoKi 132
Программа Bender 133
Литература
- Параметризация матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскава
- Интерференция между распадами и осцилляциями
- Детекторы колец черепковского излучения
- Оптимизация критериев отбора
Введение к работе
Одной из наиболее актуальных и важных проблем современной физики является существование нашей Вселенной - проблема бариогенеза. Факт существования нашей Вселенной в форме вещества (барионов) и отсутствии сколько-либо значимого количества антивещества (антибариоиов) указывает на существенную неполноту современных знаний. А.Д. Сахаров [1] сформулировал условия существования Вселенной, известные как три постулата Сахарова:
существование взаимодействий, несохраняющих комбинированную {CV) четность;
существование взаимодействий, несохраняющих барионное число;
отсутствие термодинамического равновесия в начальный период.
Первое условие А.Д. Сахарова формально удовлетворяется в Стандартной Модели (CM) SU(3) х SU(2) х U(l) электрослабых и сильных взаимодействий, в которой нарушение СР-четности естественным образом вводится через структуру юкавскнх взаимодействий кварковых полей с полями хигтсовских бозонов. Экспериментальные свидетельства несохранения комбинированной четности до конца прошлого тысячелетия включали в себя только обнаружение нарушения СР-четности в системе нейтральных каонов. На рубеже тысячелетий, главным образом
Введение
благодаря экспериментам BaBaR и Belle, к ним прибавились мпогочис-ленные наблюдения и измерения СР-нечетных эффектов в распадах прелестных частиц.
Второе условие А.Д. Сахарова формально не соблюдается в Стан-
л дартной Модели. Однако непертубативные эффекты могут приводить к
эффективному несохранению барионного числа [2,3]. Взаимодействия,
приводящие к несохранению барионного числа, естественным образом
появляются практически в любом расширении Стандартной Модели с
# включением электрослабой SU (2) х U (1) и сильной (КХД) SU (3) групп
как подгрупп некоторой общей группы Великого Объединения.
Экспериментальных свидетельств несохранения барионного числа1 пока не существует. Количественный анализ показывает существенную
fr; недостаточность механизма СР-нарушения, заложенного в СМ для объ-
яснения существующей барионной асимметрии Вселенной.
Таким образом сам факт нашего существования неминуемо приводит к выводу о неполноте современной картины (микро)мира, частности
щ СМ, и о неизбежности существования дополнительных полей и взаимо-
действий ("Новой Физики"). В настоящее время наиболее вероятными кандидатами на роль следующего поколения общей теории, расширяющей СМ, рассматриваются различные варианты теории суперсимметрии SUSY. В этих моделях естественным образом появляются как нарушение барионного числа, так и дополнительные источники СР-парушспия. Новые частицы и взаимодействия, появляющиеся в различных вариантах теории, могут быть обнаружены и изучены либо прямо в процессах
их рождения и распада, либо через их вклады в амплитуды различных
низкоэнергетических процессов. В наиболее вероятных сценариях новые
*Кроме самого факта нашего существования.
* 5
Введение
частицы имеют довольно большую массу. Для прямого рождения таких
частин, требуются ускорители свсрбольших энергий, такие как сооружае
мый в настоящее время большой адронный коллайдср LHC, который, как
планируется, будет особо эффективен к прямому обнаружению рожде-
~ ния новых частиц и взаимодействий на массовой шкале 100-1000 ГэВ/с2.
Альтернативой изучению прямого рождения новых частиц представляется изучение возможных вкладов новых частиц и взаимодействий в амплитуды низкоэнергстических процессов, например в амплитуды сла-
* бых распадов. Важнейшим условием успеха этого подхода является чет
кость и точность теоретических предсказаний амплитуд распадов. Имен
но это определяет особое место прелестных частиц в программе поиска
эффектов "Новой Физики". Наличие целого ряда теоретических подходов
. к описанию слабых распадов прелестных частиц, допускающих не толь-
ко качественное, но нередко и количественное описание процессов приводит к большому числу однозначных предсказаний с весьма небольшим уровнем теоретической неопределённости. Проверка таких предсказаний
Ф представляется удобной формой тестирования СМ и, как следствие, од-
ним из вариантов поиска эффектов "Новой Физики".* Особенно ярким свидетельством "Новой Физики" явилось бы обнаружение эффектов, запрещенных или сильно подавленных в СМ. Это придает особый интерес к
изучению редких распадов В-мезонов. Вклад новых (предположительно
тяжелых) частиц в древесные диаграммы слабых распадов прелестных
адронов, ожидается сильно подавленным множителем О (ш^11), где nix
- масса новой частицы и п > 1. Такое подавление в общем случае отсут-
tt ствует в петлевых диаграммах. В СМ вклад петлевых диаграмм оказы-
вается сильно подавленным благодаря взаимному сокращению диаграмм (механизм Глэшоу-Иллиопулоса-Майани). Сочетание возможного непо-
* 6
Введение
давленного вклада от новых частиц с одной стороны и сильно подавленного вклада частиц СМ с другой стороны делает распады с определяющим вкладом петлевых диаграмм особенно чувствительными к проявлению "Новой Физики". Таким образом при достаточно общих предположениях изучение редких петлевых, в частности пиигвииных, диаграмм является одним из наиболее перспективных направлений в поиске новых частиц и взаимодействий.
Данная работа посвящена перспективам исследования радиационных пингвинпых распадов 1 —> К*7 и Bg —> фу и глюоїшьгх пингвинлых Вд —* фф и В^ — фК-g распадов в эксперименте LHCb. Изучение редких пиигвииных распадов прелестных адронов представляется важной частью физической программы эксперимента LHCb, сооружаемого в данное время на ускорителе LHC, и предназначенного для высокоточного измерения параметров СР-нарушения и поиска явлений "Новой Физики" в распадах прелестных частиц.
Ожидается, что детектор LHCb, позволит провести множество интереснейших измерений. Огромная статистика прелестных адронов ожидаемая в эксперименте позволит провести систематическое изучение редких распадов В-адронов. Специальный триггер нулевого уровня, оптимизированный на быстрое выделение событий с энергичными фотонами, делает эксперимент особо чувствительным к исследованию радиационных пингвинных распадов прелестных частиц.
Основные материалы диссертации опубликованы в работах [4-9].
Диссертация состоит из введения, трех частей и заключения.
Во введении сформулирован предмет исследования и дано описание, разделов диссертации.
1* '«*
Введение
Первая часть посвящена теории. Здесь подробно изложены лагран
жиан Стандартной Модели, феноменология осцилляции нейтральных
прелестных мезонов и СР-нарушения, описаны слабые нелептонные рас
пады прелестных мезонов. Подробно обсуждается механизм Кабиббо-
_. Кобаяши-Маскава, инвариант Ярлског и их связь с СР- нарушением в
Стандартной Модели. В последнем разделе разобраны различные аспекты теоретического описания пингвинных b —* s (а)-переходов.
Вторая часть диссертации содержит краткое описание ускорителя
# LHC и более подробное описание детектора LHCb. В этом разделе особо
подробно излагаются результаты оптимизации электромагнитного кало
риметра как элемента, играющего решающую роль для исследования ра-
диационтпігх пингвинных распадов. Так же в этой части описал триггер,
процедуры моделирования, восстановления и анализа событий в экспе
рименте LHCb.
Третья часть диссертации посвящена анализу радиационных В^ —*
К*7 и Bg —* ф-у и глюонных В" —* фф и В% —* фКд пингвинных распадов.
^ В этой части описаны критерии отбора, позволяющие эффективно вы-
делить редкие сигнальные события и подавить большой комбинатортпый фон. В этом же разделе приводятся значения эффективноетей критериев отбора, оценки числа восстановленных событий и отношения фон/сигнал (верхние пределы на 90% уровне достоверности). Особое внимание уделено процедуре оптимизации критериев отбора в условиях ограниченных образцов фоновых событий.
В заключении диссертации подводятся итоги проделанной работы и
' кратко перечисляются основные результаты.
'Л
Параметризация матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскава
Каждое из условий ортогональности (1.11) представляет собой зануле-ние суммы трех комплексных чисел и, соответственно, может быть изображено в виде треугольника на комплексной плоскости. Условия (1.11) представлены на Рис. 1.1 на основании современных оценок [17] абсолютных неличин элементов матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскава.
Два треугольника, соответствующие условиям (1.11b) и (l.lle), имеют стороны сравнимой длины. Остальные треугольники имеют одну из. сторон значительно меньше длин двух других. Треугольники (1.11b) и (l.lle) совпадают с точностью до О (А3), см. Рис. 1.2.
Углы этих треугольников обычно обозначают как а,/3,7,7 и X (или, Фі,ф2,Фз и 5у соответственно). В терминах элементов матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскава углы выражаются в виде:
Как было замечено Ярлског [16], детерминант коммутатора матриц юкавских констант, входящих в (l.ld) и (l.le), представляет собой естественный фазово-независивый инвариант. Принимая гС — [Га) Гк] и считая Га и Гк эрмитовыми матрицами (см. раздел 1.1) видно, что матрица С является бесследовой эрмитовой матрицей. Детерминант оказывается Глава 1. Распады прелестных мезонов
Треугольники унитарности, графически выражающие условия унитарности матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскава: a) VudV b + VcdV b + VtdV b — о; ь) vtbv b +- vtov + vtdv;d - 0. равным det С = det - [Га, Гк] = FaVKJ, (1.13) г Ї] где величины Fa и FK определ5іются Fa (mt -mc)(mt -ти)(шс - mu) (1.14a) b\ =(mb - ms) (mb - md)(md - ms) (1.14b) и параметр Л, известный как инвариант Ярлског, записывается как J = 3 {VudVcsV gV }. Легко показать что в силу унитарности матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскава, инвариант Ярлског может быть выражен через другие комбинации элементов матрицы Л/скм З Ук!У } - Jj mejln, (1.15) m,n где eijk - абсолютный антисимметричный тензор. Инвариант Ярлског имеет ясную геометрическую интерпретацию: площадь каждого из треугольников унитарности (выражения (1.11) и Рис. 1.1 и 1.2) равна J /2. Глава 1. Распады прелестных мезонов
В системе нейтральных В -мезонов определены два состояния с фиксированным ароматом, соответсвующие частице (bq) и античастице (bq): jBq) и JBq соответственно. В присутствии только сильных и электро-магнитных взаимодействий Bq и Bq оставались бы стабильными. Однако слабые взаимодействия приводят к их распадам. Отсутствие запрета на переходы В и Bq в общие реальные или виртуальные конечные состояния приводит к возможности BqB -осіщлляций. Рассмотрим эволюцию системы, в начальный момент времени состоящей из комбинации В) и В): Ф ( ) = a (t) В) + Ь (t) \Щ) + Y, А (0 ЯІ (1-17) IS Глава 1. Распады прелестных мезонов где щ - состояния, в которые могут распадаться В или В, Согласно предположению, в момент времени t = 0, только о(0) и 6(0) не нулевые.. В дальнейшем пас будет интересовать только эволюция a(t) и b(t) на временных масштабах много больших характерного времени сильных взаимодействий [19]. В этих условиях выражение (1.17) может быть записано как квантовая суперпозиция Фв8( ) = в( )в; +ь( )в; , удовлетворяющая уравнению Шрёдингсра: где Н - гамильтониан системы, представляющий собой комплексную матрицу 2 х 2, которую удобно однозначно разложить на эрмитову и апти-эрмитову части: щ = Mq - jrq = fa 11 - г ц М-п - РА , (1.19) 2 їм 21 - ІГ 21 М 2Г7,22/ где, Mq nTq - эрмитовы матрицы. В силу СРТ-теоремы [18] массы и времена жизни частицьт и античастицы равны: MqM = Afff,32=Mq (1.20а) Г,,ц = r9]22 =Г3, (1.20Ь) где Mq и Гч - масса и полная ширина В и В состояний. Недиагональные элементы M4jl2 и Г9іі2 представляют собой дисперсионную и абсорбционную части амплитуда перехода частицы В в свою античастицу В. Для НИХ справедливы соотношения мяг2\ = Л/ 12 И Г.,,21 = Г д2. Глава 1. Распады прелестных мезонов Собственные состояния гамильтониана, обозначаемые далее как В+) и В_), находятся как решения уравнений: (Н, - А1) В±) = 0, (1.21) где собственные значения Л+ и XL гамильтониана являются решением векового уравнения Hq-A I=0, а I - единичная 2 х 2-матрица. Решения векового уравнения записываются в виде: 4 = (Н, - гЛ ± Нд,пНъ21, (1.22) где величины Mq и Гч определены соотношениями (1.20а) и (1.20Ь) соответственно. Решениями уравнений (1.21) являются выражения: B±)=pBq)±qBq , (1.23) где р и q - комплексные числа, удовлетворяющие соотношению: Я \Нч,21 (1.24) Р V Н1 12 Вещественная часть отношения q/p выбирается положительной. Выражение (1.24) позволяет в сочетании с дополнительным условием нормировки bl2 + l?l2 = i определить коэффициенты р и q с точностью до общей фазы.
Интерференция между распадами и осцилляциями
Сопоставляя (1.41) и (1.42), можно заключить, что нарушение комбинированной четности в BqBjj-осцилляциях, подробно разобранное в разделе 1.4.4, чрезвычайно мало: 1 — W2 С? (Ю-3) для ВВ-системы и О(10 4)дляВаВ.
Для фазы величины в главном порядке по Г7іі2/Мд,і2І : Р VtbVtq mix -20; соответственно ф1 = /3 и фх = х Отношения частот ВдВ и BjjBjj-осцилляций может быть получено из (1.40) в виде: тв,2 тво ts ЛТП. ТПтэП _ ЛЛ. (1.43) V, td Дтгі где = = 1.1G ±0.05 — множитель, оцененный из вычислений на. "d V d решетках. Величина Дп измерена с большой точпостыо Дгп = 0.505 ± 0.005 [17]. Из (1.10), и (1.43), следует что величина Дпь. не может быть малой в силу малости угла Кабиббо (1.8), і Anid, Дт3 1 — р — щ так как величины р и г\ ограничены в совокупности. Столь быстрые осцилляции наблюдать экспериментально затруднительно. Нижний предел на частоту ВдВ -осцилляций получен совместной обработкой данных экспериментов DELPHI, ALEPH, SLD, OPAL, CDF [17]:
Качественно, величина ДГЧ определяется распадами в состояния, общие для В и В-мезонов, точнее разницей между суммарной шириной всех СР-чстных Г+ и суммарной шириной всех СР-нечетных Г_ конечных состояний. Дли Bj-мезона вклад лидирующих кварковых древесных диаграмм в эти суммарные ширины включает малый кабиббовский множитель (А), что делает каждую из ширин Г± малой. В тоже время для Bg-мезона такого подавления нет, и эти суммарные ширины могут быть относительно большими.
Интересно отметить, что отношение ДГч/Дт , практически не зависит от типа легкого кварка, элементов матрицы Кабиббо-Кобаяши-Маскава и, следовательно, одинаково мало для В В и ВВ-систем: дг. ДГЯ q,12 М, Дш= Дшгі ш Г,12 Необходимыми условиями для нарушения СР-четности в Стандартной Модели с лагранжианом (1.1) являются неустранимая комплексность констант связи, входящих в лагранжиан, и невырожденность анс-и катокварков. Оба эти условия связаны исключительно со структурой матриц юкавских констант Га и -ГЛ. После диагонализации матриц Та и Гк (и перехода к рассмотрению массовых состояний ано- и катокварков), матрица Кабиббо-Кобаяши-Маскава является единственным источником неустранимых комплексностых коэффициентов в лагранжиане (1.1). В параметризации Кобаяши-Маскава (1.6), неустранимые комплексные параметры присутствуют в матрице VCJ?А/і сли выполняются условия:
В самом деле, это условие эквивалентно неравенствам J ф 0 и Fa ф 0, FK ф 0 (1.14), которые в свою очередь, эквиваленты неравенствам (1.44) и (1.45) соответственно. Как уж было отмечено во введении (стр. 6), изучение петлевых распадов прелестных частиц является альтернативой изучению прямого рождения новых частиц. Вклад новых (предположительно тяжелых) частиц в древесные диаграммы слабых распадов прелестных адропов, ожидается сильно подавленным множителем О (mxn), где тх - масса новой частицы и п 1. Такое подавление в общем случае отсутствует в петлевых диаграммах. В СМ вклад петлевых диаграмм оказывается сильно подавленным благодаря взаимному сокращению диаграмм (механизм: Глэшоу-Иллиопулоса-Майани). Сочетание возможного неподавленного вклада от Глава 1. Распады прелестных мезонов новых частиц с одной стороны и сильно подавленного вклада частиц СМ с другой стороны делает распады с определяющим вкладом петлевых диаграмм особенно чувствительными к проявлению "Новой Физики". Таким образом при достаточно общих предположениях изучение редких петлевых, в частности иингвинных, диаграмм является одним из наиболее перспективных направлений в поиске новых частиц и взаимодействий. Особенно ярким свидетельством "Новой Физики" являлось бы обнаружение эффектов, запрещенных или сильно подавлеїшьгх в СМ. Это придает особый интерес к изучению редких петлевых распадов В-мезопов.
Важнейшим условием успеха этого подхода является четкость и точность теоретических предсказаний амплитуд распадов. Наличие целого ряда теоретических подходов к описанию слабых распадов прелестных частиц, допускающих не только качественное, но нередко и количественное описание процессов приводит к большому числу однозначных предсказаний с весьма небольшим уровнем теоретической неопределённости.
Широко употребляемым и успешным формализмом для качественного и часто количественного описания распадов прелестных частиц является метод эффективного низкоэнергстичного гамильтониана %fp [27], основанный на методе операторного разложения ОРЕ [28], в котором амплитуда распада представляется в виде:
Детекторы колец черепковского излучения
Детекторы колец черенковского излучения PJCH1 [51,57] и RICH2 [57] предназначены для эффективного разделения К и 7г±-мезонов в широком интервале импульсов от 2-3 ГэВ/с до 100 ГэВ/с . Этот импульсный интервал включает каопы из каскадных распадов очарованных частиц, используемых для тагирования аромата прелестных частиц, заряженные адроны из миогочастичных распадов, и быстрые заряженные адропы из двухчастичных распадов В-мезонов (Рис. 2.13).
Идентификация относительно медленных частиц производится детектором RICH1 (Рис. 2.14а), а идентификация относительно быстрых частиц производится в детекторе RICH2 (Рис. 2.146). В качестве ради атора в детекторе RICH1 использованы аэрогель и C4Fio, а в детекторе RICH2 используется CF4. Угловой аксептаис детекторов выбран с учетом корреляции между полярными углами заряженных частиц и импульсами (Рис. 2.15).
Мюопная система [58,59] состоит из пяти станций М1-М5. Первая станция расположена перед калориметрической системой. Остальные расположены за калориметрической системой и прослоены железным фильтром. За станцией М5 установлен дополнительный слой фильтра значительно уменьшающий фон от частиц, летящих из LHC тоннеля. Мкхш-иые станции изготовлены по технологии мпогопроволочных пропорциональных камер.
Верхний рисунок: импульсные спектры заряженных пионов из распадов В —t Ds+jr+7r 7r- и В —» тг+х— (штрихованная и нештрихованная гистограммы, соответственно). Нижний рисунок: импульсный спектр заряженных каскадных каонов из b — с —» К-.
Калориметрическая система [60] состоит из сцинтилляционных счетчиков SPD, предливневого детектора PRS, электромагнитного и адропного калориметров в проективной геометрии. Основные характеристики калориметрической системы приведеш.! в Таблице 2.1. Сцинтилляционные счетчики SPD и PRS Счетчики SPD и PRS представляют собой две плоскости сцинтиллятор-ных пластин толщиной 1 см, прослоенных свинцом толщиной 14 мм. Та где величины Д1оЬа1 и у[1оЫ являются количественной характеристикой глобальной и локальной неоднородности отклика калориметра. Неоднородность поперечного отклика вносит большой вклад в постоянный член энергетического разрешения калориметра. Для уменьшения этого вклада была проведена оптимизация поперечной неоднородности отклика [8]. Глобальная неоднородность определяется прозрачностью пластика, плотностью световодов и, в значительной степени, условиями свето-отражения на торцевых краях пластинки сцинтиллятора. В частности, при применении белого диффузного отражателя вместо традиционного алюминизированиого зеркального покрытия, параметр глобальной неоднородности уменьшается в 2 раза [8]. Локальная неоднородность в основном определяется плотностью световодов и уменьшается с увеличением их количества [8]. Результаты оптимизации представлены в Таблице 2.2 и на Рис. 2.17.
Отклик модуля электромагнитного калориметра как функция координаты частицы по измерениям с использованием тестового пучка электронов. ра. Энергетическое разрешение было измерено с помощью тестовых пучков электронов и составило (Рис. 2.18): стЕ (145±13)МэВ (9.36 ±0.18)% Є (0.83 ± 0.02) % Е Е УЁТГЭВ:
Оптимизация поперечной гранулярности электромагнитного калориметра проводилась [9] для тестовых процессов 1 —» х"1" " 0 и В.—» (D Ктг7г)К . Это исследование показало, что оптимальным является разделение калориметра на 3 зоны с-размерами ячеек 40 X 40 мм2, 60 х 60 мм2 и 120 х 120 мм2 (Рис. 2.19).
При оптимизации поперечной гранулярности большое внимание было уделялось разделению фотонов и 7г мезонов при высоких энергиях. При достаточно больших энергиях электромагнитные кластеры от фотонов из л-0 перекрываются и могут быть ошибочно восстановлены в качестве одиночного фотона. Такой процесс представляет собой один из наиболее опасных фонов при изучении редких радиационных пингвинных распа
Оптимизация критериев отбора
Зависимость функции значимости S/yB от ограничений на 6в для всех событий B[j — К 7 (синие квадратики) и для событий, удовлетворяющих требованиям триггера нулевого уровня (красные кружочки). значения ±1. Ограничение cos /? 0.7, где tp - угол между B9v и К+ в системе покоя К 0 (ф), значительно уменьшает вклад коррелированного фона. Распределения по углу (р для сигнальных событий В — K j и для фоновых событий рр — (ЬБ), X представлены на Рис. 3.10.
Распределения инвариантной массы В0 и В-кандидатов, удовлетворяющих всем перечисленным кинематическим ограничениям, а также требованиям триггеров нулевого и первого уровней, представлены на рис. 3.11а и 3.116. Разрешение но инвариантной массе оценивается 65 МэВ/с2 и определяется, главным образом, энергетическим разрешением электромагнитного калориметра [60,92]. Редкий распад В — ш , более сложный с экспериментальной точки зрения, исследован аналогично распадам В0 — К 7 и В —» fyy [?,4]. Его ВОССТаНОВЛеНИе ОСЛОЖНЯеТСЯ, В первую ОЧереДЬ, реконструкцией 7Г — Распределения по углу if для сигнальных событий В[ —» К 7 (красные кружочки) и для событий ВЦ —» К 7г (синие квадратики). 77 [92] из распада си — 7г+7г 7г. Инвариантная масса комбинаций UJJ, удовлетворяющих критериям отбора, требованиям триггеров нулевого и первого уровней показана на рис. 3.12. Разрешение по инвариантной массе (63 ± 9) МэВ/с2 сравнимо с разрешением по инвариантной массе в каналах В — К 7 и В — (fry.
Измерение CV- нарушения в распаде В —» 07 требует не только таг-гирования аромата начального В/В, но и анализа времени жизни. Из соотношения (1.52) следует, что при больших Amg для измерения коэффициентов при быстро осциллирующих членах sinAmst и cosAmst, разрешение по времени жизни В -мезона становится критическим параметром Разрешение по собственному времени жизни для событий В —» cjyy, удовлетворяющих оптимизированным критериям отбора и требованиям триггера нулевого и первого уровней: а) до и б) после специального фитирования вершины, в которой угол #в полагался равным нулю.
При отборе событий By восстанавливаются в каналах Kg [6] и В - фК3 [98], где Kg и 0-мезоны 7Г+7г и / —» К+К , присутствие узкого 0-резонанса в конечном состоянии значительно облегчает отбор событий и подавление фона, Заряженные треки рассматриваются как К -мезоны для восстановления ф — К+К , если A In к/тг 2 (—5) и х п 4 (9), где идентификационная переменная A In к/п и величина х п определены соотношениями (2.2) и (3.1) соответственно . Пары К+К_ рассматриваются в качестве -кандидатов, если при фи-тировании вторичной вершины величина Xvx ие превышает 100(10), а 4В этом разделе значения, приведенные в скобках, относятся к восстановлению распада В[{ — ДКу. инвариантная масса находится в интервале ±12(17) МэВ/с2 от номинальной массы ф-иезоиа. Распределение инвариантной массы пар К+К из распадов В — фф и В — Кд, удовлетворяющих требованию Хух 100, представлено на Рис. 3.16.
Восстановление Кд-мезонов подробно описано в разделе 2.5.6. Относительный вклад различных категорий 7г+7г пар в восстановленные Кд-мезоны из распада В0 — фК оценивается как LL:LD:LU:DD»i5:l:2:10, вклад прочих комбинаций мал. Комбинации 7г+7г из вторичной вершины рассматриваются как Kg-кандидаты, если при фитировании вторичной вершины величина Xvx пе превышает 20, инвариантная масса находится в интервале ±15 МэВ/с2 (±25 МэВ/с2 для DD-комбинаций) от номинальной массы Kg-мезона, а поперечный импульс превышает 0.5 ГэВ/с (1.1 ГэВ/с для DD-комбинаций).
