Содержание к диссертации
Введение
1 СР- нарушение в распадах В-мезонов 5
1.1 Симметрии в физике 5
1.2 Модель Кобаяши-Маскава 6
1.3 СР-иарушение в распадах В-мезонов 7
1.3.1 BQ - В-смешивание 8
1.3.2 Непрямое СР-нарушение в В-мезонах 10
1.3.3 СР-нарушения в распадах Б-мезонов из Т(45)-резонанса . 13
2 СР-нарушение в распаде В0 —» Df±Dт 16
2.1 Чем интересно данное измерение? 16
2.2 СР-нарушение в распадах 17
2.3 Оценка вероятности распада В0 —> D*±D^' 19
3 Экспериментальная установка 21
3.1 Ускоритель КЕКВ 21
3.2 Детектор Belle 22
3.2.1 Вершинный детектор 26
3.2.2 Дрейфовая камера 26
3.2.3 Аэрогелевый детектор Черенковского излучения 28
3.2.4 Система измерения времени пролета частиц 30
3.2.5 Электромагнитный калориметр 33
3.2.6 Мюонная система 35
3.2.7 Идентификация заряженных треков 36
3.2.8 Триггерная система 40
3.2.9 Моделирование детектора 44
4 Анализ экспериментальных данных 46
4.1 Методы реконструкции распада В0 —» Dt:tD^ 46
4.2 Первое обнаружение распада В0 48
4.2.1 Восстановление В0 —» D*±DT методом полной реконструкции 49
4.2.2 Восстановление В0 —> D*±DT методом частичной реконструкции 53
4.2.3 Сравнение результатов и оценка систематических ошибок , 59
4.3 Измерение СР-нарушения в распаде В0 —> D±DZf 63
4.3.1 Тагтирование аромата -мезона 67
4.3.2 Определение вершин распадов 70
4.3.3 Параметризация сигнала и фона в СР-фитировании 75
4.3.4 Результаты измерения параметров СР-нарушения 78
4.3.5 Проверка метода с помощью распада В0 — D*+D~ 79
4.3.6 Проверка измерения методом псевдо-"экспери ментов" . 81
4.3.7 Оценка систематических ошибок измерения 82
5 Основные результаты проделанной работы 84
Заключение 86
Благодарности 88
Список литературы
- СР-иарушение в распадах В-мезонов
- СР-нарушение в распадах
- Аэрогелевый детектор Черенковского излучения
- Восстановление В0 —> D*±DT методом частичной реконструкции
Введение к работе
Изучение нарушения СР-симметрии, обнаруженного более 40 лет назад в распадах нейтральных Tif-мезонов, остается и по сей день одной из самых интересных задач физики элементарных частиц. Долгое время система К0 — К0 была единственной, где наблюдали это явление. В 1999 году были построены новые детекторы - "В-фабрики" Belle (1] и BABAR [2], которые должны были позволить обнаружить СР-нарушение в распадах Р-мезонов. Ожидалось, что полученные на них данные позволят точно измерить параметры СР-нарушения и либо подтвердить Стандартную Модель (СМ), либо обнаружить эффекты ей противоречащие. В дальнейшем обсуждении возможные эффекты, не согласующиеся со СМ, будут называться Новой Физикой, как это принято в литературе. Сегодня уже можно говорить о надежном измерении величины СР-нарушения в распадах В0 — {сс)ТЕЗКй 3, 4] и первых результатах измерения прямого СР-нарушения в распаде В0 - Л тг [5, б].
Темой настоящей работы является первое обнаружение распада В0 —t D ±D 1 измерение его относительной вероятности и поиск СР-нарушения в этом конечном состоянии. Согласно предсказаниям СМ параметры СР-нарушения в данном канале и распаде В0 — J/ipKs должны совпадать с хорошей точностью. В противном ату чае можно предположить существование Новой Физики.
Настоящая работа основывается на данных, набранных за период с 1999 по 2003 гг. в эксперименте Belle, работающем на ускорителе КЕКВ в научно-исследовательском центре КЕК (г. Цукуба, Япония). КЕКВ-это асимметричный е+е кол-лайдер с энергией пучков в системе центра масс - 10.58 ГэВ, соответствующей массе Т(45) резонанса.
Основные материалы диссертации опубликованы в работах [7, 8]. Материалы, изложенные в диссертации, докладывались на XXXI и XXXII Международных Конференциях по Физике Высоких Энергий (ICHEP) в г. Амстердаме (Нидерлан ды), 2002 г, [9 и в г. Пекине (Китай), 2004 г. [10], на 9-ом Международном Симпозиуме по Физике Тяжелых Кварков в г. Калифорнии (США), 2001 г., на XX Международном Симпозиуме по Взаимодействию Лептонов и Фотонов при Высоких Энергиях (LP 01) в г. Риме (Италия), 2001 г., а также на семинарах ИТЭФ и на совещаниях сотрудничества Belle.
Диссертация состоит из введения, пяти глав и заключения.
Во введении формулируется постановка задачи и приводится план расположения материала.
Первая глава посвящена истории исследования СР-нарушения, теории и методике определения параметров СР-нарушения в распадах В-мезонов.
Во второй главе обсуждаются теоретические особенности измерения СР-нарушения в распадах В0 - 1}Н+д( )- и оценки вероятности изучаемого распада.
В третьей главе дается краткое описание экспериментальной установки. Описаны разрешающие способности отдельных частей детектора, системы триггеров и идентификации заряженных частиц.
Четвертая глава посвящена анализу экспериментальных данных. Описана методика восстановления распада 5° — D D . Представлены первое обнаружение этого капала распада и поиск в нем СР-нарушения. Приведены проверки правильности метода измерения СР-нарушения. Описаны методы оценки систематических ошибок измерений.
В пятой главе представлены основные результаты работы.
В заключении подводятся итоги проделанной работы и выводы.
СР-иарушение в распадах В-мезонов
Истории исследования СР-иарушения уже сорок лет. В 1964 году около сорока событий распадов К і —Ь 7Г+7г были обнаружены Дж. Кристенсоном, Дж. Крони-ным, В. Фитчем и Р. Тюрлеем [15]. Вероятность такого распада по отношению к распаду в три пиона составила малую величину, порядка 10 3. Наблюдение распада одной и той же бесспиновой частицы в три и два пиона, несомненно, означало нарушение СР-четности, поскольку три и два пиона, находящиеся в S-волне, обладают противоположной СР-четностью. СР-нарушение оставалось загадкой в течение десяти лет, пока в 1973 году М. Кобаяши и Т. Маскава [16] не нашли удовлетворительную модель для его объяснения, потребовав существование дополнительного третьего поколения кварков.
Рассмотрим члены в лагранжиане СМ, отвечающие за возникновение масс и слабое взаимодействие в случае трех поколений кварков (после спонтанного нарушения
Унитарная матрица Кабиббо-Кобаяши-Маскава (СКМ) связывает слабые и массовые собственные состояния: (d,s,b) V(d ,s ,У). Массовый член симметри чен относительно переопределения комплексных фаз кварновых полей. В случае трех поколений эта свобода устраняет пять из шести независимых фаз в матрице V и оставляет одну неустранимую фазу (и три действительных параметра). Взаимодействие антикварков с заряженным слабым током получается преобразованием Vij — Vij, и следовательно, СР-нарушение может возникать вследствие комплексности матрицы V. В случае двух поколений кварков в матрице не остается комплексных параметров, и СР сохраняется. Объяснение природы возникновения этой фазы, как и собственно смешивания кварков, лежит вне рамок Стандартной Модели.
Параметры СКМ матрицы не фиксированы теорией и могут быть измерены только в эксперименте. Сегодня они известны с хорошей точностью из ряда экспериментов [17]. Оказалось, что СКМ матрица почти диагональна: ее недиагональные элементы много меньше единицы. Удобное, но приближенное представление СКМ матрицы было предложено Л. Вольфенштейном [18]: где A = sin 9C 0,22 - синус угла Кабиббо. По договоренности, элементы матрицы с наибольшей мнимой частью - это Vtd и Уиь. В то же время, эти элементы -наименьшие по абсолютной величине.
В 80-х годах стало понятно, что хотя В-мезоны потенциально привлекательны для поиска СР-нарушения, экспериментальные методы, используемые для изучения СР-нарушения в нейтральных каонах, здесь неприменимы. Поскольку разность времен жизни двух массовых собственных состояний В0 очень мала (ДГ/Г = 0(10-2}), создать отдельно пучки В% или В-мезонов невозможно. Кроме того, СР-асимметрия в полулептонных распадах В-мезонов также ожидалась ничтожно малой,
В 1980 году А. Картер и А. Санда [19, 20] предложили новый способ поиска СР-нарушения в В-мезонах. Рассматривался распад нейтрального В-мезона в конечное состояние (/), общее как для В0, так и для В. В этом случае вклад в этот распад дают две амплитуды: прямого распада В0 -4 / и распада В0 в то же состояние после В0 - В
Если существует разность слабых фаз между этими амплитудами, то их сумма будет различной для первоначально произведенных В0 и В0. Авторы оценили, нто эффект СР-нарушения в этих процессах может достигать 10%.
Несколько лет спустя В-мезоны были обнаружены и интенсивно изучались сначала в экспериментах ARGUS и CLEO и затем во многих других экспериментах. Ва — В-смешивание, измеренное сотрудничеством ARGUS [21], оказалось неожиданно большим. Значительная величина В0 — В-смешивания принципиальна для изучения СР-нарушения в подходе А. Картера и А. Санды. Если период осцилляции был бы большим, то В-мезоны успевали бы распасться до того, как проявлялась заметная СР-асимметрия. Измерения элементов СКМ матрицы V , \Vub\ и \Vtd\ показали, что СР-нарушение в распадах нейтральных В-мезонов может быть даже большим, чем оценили А. Картер и А. Санда.
Система нейтральных В-мезонов похожа на систему нейтральных ЛГ-мезонов: существуют два слабых собственных состояния, В0 и В0, которые имеют определенный кварковый набор (Ы и bd) и используются для описания свойств частицы в процессах рождения н распада, и есть два массовых собственных состояния, В и В, с определенными массами и временами жизни, которые удобны для описания распространения нейтральных В во времени. Массовые собственные состояния не совпадают со слабыми собственными состояниями, если существует возможность переходов Ва «- В0. В СМ такие переходы обеспечиваются диаграммами, показанными на Рис. 1, где во внутреннем квадрате производится суммирование по всем верхним кваркам .
СР-нарушение в распадах
Физические данные, используемые для настоящего анализа, были получены в эксперименте Belle [1] - магнитного спектрометра, расположенного на е+е" ускорителе КЕКВ [31] в научно-исследовательском центре КЕК (г, Цукуба, Япония). Детектор Belle обладает высокой эффективностью регистрации нейтральных и заряженных частиц, а также системой идентификации заряженных треков и возможностью прецизионного измерения вершин рождения частиц при помощи силиконового вершинного детектора. В этой главе приводится краткое описание ускорителя КЕКВ, детектора Belle, а также программного обеспечения, использованного для моделирования экспериментальной установки и физических процессов.
3.1 Ускоритель КЕКВ
Ускоритель КЕКВ состоит из двух отдельных колец; высоко-энергетического кольца (HER) с электронами, ускоренными до энергии 8ГэВ, и низко-энергетического кольца (LER) с позитронным пучком - 3.5 ГэВ. Длина окружности каждого кольца 3 км. Для обеспечения равной длины колец их взаимное расположение (внутреннее/внешнее) меняется в районе "Fuji area" (Рис. 7). Единственная точка пересечения пучков находится в экспериментальном зале Цукуба ( Tsukuba area"). Уникальной особенностью ускорителя КЕКВ является неколлинеарность пучков в точке взаимодействия. Они сводятся под небольшим углом ±22 мрад для уменьшения числа паразитных столкновений в области детектора.
Более 90% времени работы ускорителя полная энергия пучков в системе их центра масс соответствовала энергии рождения Т(45) резонанса. В остальное время набиралась статистика при энергии пучков в системе центра масс чуть меньшей порога рождения Т(4). Эти данные в дальнейшем называются "континуумом". В июне 2004 г. была достигнута превосходящая проектную пиковая светимость 1.39 х 1034 см 2с 1, являющаяся на сегодняшний день рекордной. Число инжекти Точка взаимодействия пучков (IP)
Схема ускорителя КЕКВ и инжекторной системы. рованных пакетов достигло 1289, разделительная дистанция между ними - 234 см, токи пучков - 1580 мА для LER и 1200 мА для HER. Основные параметры ускорителя КЕКВ приведены в Таблице 1. Полная набранная статистика событий соответствует интегральной светимости 281 фб-1.
Детектор Belle оптимизирован для измерения нарушения СР-симметрии в распадах В мезонов. Элементы детектора размещены цилиндрически-симметрично вокруг точки взаимодействия пучков в магнитном поле напряженностью 1.5 Т. Магнитное поле создается при помощи сверхпроводящего соленоида. Основными компонентами детектора являются силиконовый вершинный детектор SVD, дрейфовая камера CDC, аэрогелевый детектор Черепковского излучения АСС, система Таблица 1: Основные параметры ускорителя КЕКВ.
Интег. светимость/день 944 ж 600 пбн 1 измерения времени пролета частиц TOF, цезий-йодный кристаллический электромагнитный калориметр ECL, сверхпроводящий магнит и мюонные камеры KLM между слоями железа, возвращающими магнитное поле, а также триггер и система сбора и записи данных DAQ. Детектор покрывает телесный угол в интервале от 17 до 150 азимутального угла, что соответствует 92% от пшіного телесного угла 4тг в системе центра масс е+е" пучков. Схематическое изображение детектора Belle {вид сбоку) показано на Рис. 8. Универсальный характер установки позволяет проводить измерение редких распадов В мезонов, исследование свойств очарованных частиц, физики двух-фотонных взаимодействий, распадов т лептона. Общие характеристики детектора Belle удовлетворяют следующему набору требований, вытекающих из перечисленного круга физических задач: эффективное восстановление заряженных треков; высокое пространственное и энергетическое разрешение для фотонов; Рис. 8: Схематический вид детектора Belle. идентификация заряженных (е, ц, 7Г, К, р) и нейтральных (7, тг, К) частиц; прецизионное измерение положения заряженных треков в пространстве; эффективный триггер и быстродействующая система записи данных.
Основные параметры элементов детектора приведены в Таблице 2. В описании детектора приняты следующие обозначения для пространственных координат: ось х направлена горизонтально к центру колец КЕКВ, у - вертикально вверх, z - по направлению электронного пучка, г = у/х2 + у2 - радиальная дистанция от оси z, 0 и ф - азимутальный и полярный углы по отношению к оси z. Центр системы координат находится в точке взаимодействия пучков. Таблица 2: Параметры основных элементов детектора Belle.
Элемент детектора Тип материала Конструкция Параметры работы Beam pipe Бериллий Радиус: 2.3 см0.5мм Be/2мм Не/0.5мм Be SVD Двусторонниесиликоновыесенсоры Толщина стрипа: 300 мкмРадиус: 3.0-5.8 смДлина: 22-34 см(41 х 2 тыс. каналов) 7дг 100 мкм CDC Дрейфоваякамера50% Не50% С2Не 52 проволочных слоя(8.4 тыс. каналов)3 катодпо-стриповыхслоя (1.5 тыс. каналов) ОЖу/pt +1CdE/dx = 6% ACC Аэрогелевые пороговыеЧеренковские счетчики 960 каналов в боковой области228 каналов в торцевой области Np.e. 6К/7Г-ИДЄНТ.1.2-3.5ГэВ/с TOFTSC Сцинтиллятор 128 ( -сегментов г = 120 см, длина 3 м60 -сегментов at - 100 псК/л"-разделениедо 1.2 ГэВ/с ECL Кристаллы Csl 6624 канала вбоковой области1152 (+z) +960 (-z)в торцевой области аЕ/Е = 0.066(%)/Е 1.34(%) JPos 0.5 алу/ЁЕв ГэВ EFC Bi4Ge3012 2 см х 1.5 см х 12 см(5 каналов по ви 32 - по ф) ав/Я=(0.3 1)% /у/Ё Magnet Сверхпроводящий магнит Внут. радиус: 170 см В = 1.5Т KLM Плоскопараллельные счетчики 14 слоев(5 см Fe + 4 см зазор)по 2 RPC в каждом зазоре(16 х 2 тыс. каналов) (Уф = (Jo 30 мрадot = 1 пс1% адронныхпримесей
Силиконовый вершинный детектор (SVD) позволяет реконструировать простран ственное положение треков частиц вблизи точки взаимодействия (IP) электрон позитронных пучков. Полное восстановление заряженного трека в детекторе Belle производится с учетом информации из SVD и дрейфовой камеры. Таким образом, использование SVD повышает точность реконструкции не только пространствен ных координат, но и импульса трека. SVD состоит из трех слоев двусторонних силиконовых сенсоров, имеющих толщину 300 мкм. В каждом из слоев имеются полоски, ориентированные в двух перпендикулярных направлениях - вдоль и ка сательном к оси z. Сенсоры расположены вокруг бериллиевой вакуумной трубы диаметром - 4.6 см и толщиной - 1 мм. Сенсоры расположены с перекрытием, так что траектории частиц из области точки взаимодействия пересекают хотя бы один сенсор в каждом слое SVD. Чувствительные слои находятся на расстояниях 3.0 см, 4.4 см и 5.8 см от оси пучков и имеют по 8, 10 и 14 сенсорных сегментов в плос кости, перпендикулярной к оси пучков (г — ф). SVD покрывает телесный угол в интервале от 20 до 140 азимутального угла, что соответствует 87% от полного телесного угла Аж в системе центра масс сталкивающихся пучков. Количество ка налов считывания SVD составляет 81900. Разрешение по прицельному параметру трека в точке взаимодействия пучков в зависимости от азимутального угла в, им пульса р и скорости 0 может быть параметризовано в виде (19 + 50/p/3sin3/2#) мкм в плоскости г мкм в направлении z.
Аэрогелевый детектор Черенковского излучения
Идентификация заряженных каонов и пионов в детекторе Belle базируется на независимом измерении трех величин: ионизационных потерь dE/dx в дрейфовой камере, времени пролета от точки взаимодействия до сцинтилляторов TOF и числа фотоэлектронов Лр.е. в Черенковских счетчиках АСС. Каждое из этих измерений независимо друг от друга позволяет идентифицировать тип частицы в ограниченных интервалах по импульсу и телесному углу. Задача идентификации, таким образом, состоит в том, чтобы объединить информацию с различных детекторных систем в единую оценочную функцию, действующую во всем интервале импульсов и углов. Количественные требования к идентификации, используемые в анализе данных, основаны на применении бинарных отношений вероятностей различных идентификационных гипотез: где функции правдоподобия идентификационных гипотез для данного трека. Индексы г, j (г ф j) соответствуют 5 возможным видам заряженных частиц, регистрируемых в детекторе: тг, К, р, е, fi. В случае, если гипотезы і и j равновероятны и идентификация невозможна Prob(K/ir) — 0.5 (априорная же вероятность будет пропорциональна инклюзивному сечению образования частиц данного сорта). Реальная вероятность идентификации при определенном требовании на Prob(i/j) {к примеру, РгоЬ(К/тт) 0.6) зависит от импульсного и углового спектра исследуемых частиц. Вычисление функций правдоподобия, входящих в соотношение (30), производится путем перемножения функций правдоподобия для данного трека, основанных на информации с каждой из детекторных систем по отдельности: Определение величин Pf будет дано ниже. В том случае, например, если одна или несколько детекторных подсистем не участвуют в идентификации конкретной частицы (при данном импульсе или направлении траектории), соответствующие множители из (31) (их значение будет равно 0.5) при подстановке в формулу (30) сократятся и не дадут никакого вклада.
Потери энергии заряженной частицы, движущейся в веществе, описываются распределением Ландау. Для оценки наиболее вероятного значения потерь энергии использовался метод усеченного среднего: при нахождении среднего значения ионизационных потерь отбрасываются 20% максимальных измерений, а оставшиеся измерения усредняют. Такой подход позволяет снизить влияние больших флуктуации dE/dx, обусловленных "хвостом" распределения Ландау. Для отклонения гауссовой величины измеренных ионизационных потерь частицы в дрейфовой камере от ее теоретического значения удобно использовать величину х2 которую можно определить следующим образом: рассматриваемого трека, dE/dx - измеренная величина ионизационных потерь, dE/dx\keor - теоретическая величина потерь энергии, вычисленная по распределению Ландау, o\E,dz - разрешение по dE/dx, j]he0T - ошибка в теоретическом значении, вызванная неточным определением импульса. На Рис. 9, показывающем измеренную зависимость ионизационных потерь от импульса, хорошо различимы кривые, соответствующие электронам, мюонам, пионам, каонам и протонам, а также виден вклад дейтронов, рождающихся во взаимодействии частиц с газом и стенками вакуумной трубы. Полученное значение х2 в Дрейфовой камере позволяет вычислить функцию правдоподобия по стандартной формуле:
Аналогичным образом определяется функция правдоподобия гипотезы идентификации по информации TOF. В начале, на основании разницы измеренного и ожидаемого времени прихода сигналов в ФЭУ, вычисляется х2 TOF. Он конструируется с учетом измерений времени прихода сигнала в два ФЭУ, расположенных на противоположных концах сцинтиллятора. Разница ожидаемого (для данной массовой гипотезы и для импульса, определенного в дрейфовой камере) и измеренного времен прихода сигнала записывается в виде 2-вектора: где і = 0,1 соответствует условному номеру ФЭУ. Матрица ошибок вектора Д (обозначим ее как S) имеет размерность 2 х 2 и содержит как некоррелированные компоненты, обусловленные неопределенностью в измерении фронта сигнала в ФЭУ, так и коррелированные, возникающие из-за ошибки в импульсе, входящем в определение ожидаемого времени прихода сигнала в каждый из ФЭУ. В результате получаем х2 идентификации в TOF:
В случае, если трек прошел на границе двух сцинтилляторов и они сработали вместе, х2 вычисляется как сумма х2-, соответствующих каждому из сцинтилляторов по отдельности (пренебрегая возможной корреляцией измерения времени в двух счетчиках). При этом если один из ФЭУ дает слишком большой вклад в х2 (более 5), то его информация исключается из рассмотрения.
Восстановление В0 —> D*±DT методом частичной реконструкции
Для измерения СР-асимметрии принципиально знать аромат В-мезона, распавшегося в СР-состояние {ВСр) В момент At = 0. Для этого используется второй В-мезон (Btag) в событии. Если по продуктам распада удалось определить, что в момент времени itag Btag распался, как В, то можно утверждать, что в этот же момент времени ВСР был В. Процедура определения аромата В-мезона называется таггированием.
В случае полной реконструкции для таггирования используется стандартный метод, применяемый в работах сотрудничества Belle. Для этого используются частицы (лептоны, каоны, пионы и Л), не задействованные для восстановленния С-Р-состояния, таким образом они должны происходить от распада Вхщ. Частицы разбиваются на группы, соответствующие наиболее вероятным распадам В-мезонов.
Таггирование высоко-энергичными лептонами осуществляется зарядом лептона от полулептонных распадов В0: В0 -» W+-p.
Импульс лептона в с.ц.м. требуется больше 1.1 ГэВ/с. Таггирование каонами Основными источниками заряженных каонов являются цепочки распадов: суммарный заряд всех каонов. Таггирование средне-энергичными лептонами из распадов: импульс лептона в с.ц.м., a P iss -недостающий в событии импульс в с.ц.м., определенный сначала в лабораторной системе, как:
Для таггирование низко-энергичными электронами используются электроны из распадов очарованных мезонов, имеющие знак, противоположный знаку лептонов из полулептонных распадов
Алгоритм таггирования представлен на Рис. 28. Объединяя результаты всех методов вычисляется знак Btag, (/ = +1 для В0 и q -1 для В0, и параметр качества таггирования г 7. Параметр г разбивается на 6 интервалов, для каждого из которых методом МС определяется w - вероятность неправильного определения знака q и разница вероятностей Aw для В0 и В0, учитывающая возможную зарядовую асимметрию. Значения этих величин приведены в Таблице 7. Эффективность
В методе частичной реконструкции таггирование обеспечивается только знаком высоко-энергичного лептона, уже потребованного в событии. Исходя из требования (43) такие лептоны не могут рождаться в распадах Вер- Величина w в этом случае определяется в результате дополнительного анализа, представленного ниже. Она оказывается очень малой, в результате чего метод частичной реконструкции даст сравнимую с методом полной реконструкции точность, несмотря на больший уровень фона.
Для определения вершины распада Вер в случае полной реконструкции используются дочерние D0 и/или D с хорошо восстановленной вершиной распада, то есть образованная хотя бы двумя треками с SVD хитами. D0 и/или D фитируются в область взаимодействия пучков (IP), которая вытянута вдоль оси z и имеет малые поперечные размеры 8. Поэтому .г-проекцию полученной вершины можно с хорошей точностью использовать в качестве вершины распада Вер. В 89% случаях используются оба D-мезона, в 11% - только один (D0 или D ), с собственными разрешениями в каждом из этих двух случаев. В случае определения вершины по двум D мезонам процедура поиска вершины и определения вершинного разрешения описана подробно в [27]. Восстановление по одному D-мезону эквивалентно случаю частичной реконструкции. Для восстановления вершины распада 2?tag рассматриваются треки, не использованные для восстановления ВСр и не происходящие из распадов Ks Треки совместно фитируются в IP, полученная точка их пересечение рассматривается как вершина распада Stag. Процедура фитироваиия и определения вершинного разрешения описана подробно в [51, 52, 53.
В случае частичной реконструкции вершины распадов Вер и Btag восстанавливаются фитированием D и tag в IP, соответственно. Важным для правильного извлечения параметров СР-нарушения является определение вероятности правильного таггирования и разрешения по At = Azp yc {t = z{3"yc) из данных, не полагаясь на МС. В нашем случае для определения разрешения по вершине используется распад В0 —Ї D {iz ){.+v. Кроме реконструкции (+ для таггирования требуется наличие второго лептона Ct3ig в событии. Таким образом получается состояние похожее на изучаемое, но с заранее известным ароматом В-мезона. Критерии отбора D", + и itag идентичны критериям, использованным в методе частичной реконструкции: на комбинацию D tas накладывается ограничение (43), в то время как для систему D + накладывается обратное ограничение: \COS9B,DI\ 1 (определенный в (42)), которое отбирает D t+ комбинации, рожденные из одного В-мезона. Практически все отобранные D t+ кан 8Характерный размер области взаимодействия пучков вдоль оси z составляет несколько мм; размеры же в направлениях хну определяются в основном размерами самих пучков и составляют порядка 100мкми2мкм, соответственно. дидаты рождаются в распадах В0 — D C+i/ с небольшой примесью от распадов, которые тоже рассматриваются, как сигнальные (Рис. 29). Небольшой фон, связанный с комбинаторными D", оценивается по событиям из
Распределение по cosflg - угла между В-мезоном и системой D l. Точками с ошибками представлены данные. Гистограмма соответствует распределению для распадов В —» D +Xv иВ- D, воспроизведенных методом МС. Пунктирная гистограмма показывает вклад от распада В — D l Xv. Линиями демонстрируют критерии отбора. области (30 \Мкъъ — MD-\ 60) МэВ/с2. Вершины распадов D , + и 4ag і в-і Z+ и tag) восстанавливаются фитированием соответствующих треков в IP.
