CC BY
4
УДК 539.126.4
ПОИСК РАДИАЦИОННЫХ РАСПАДОВ Y(1S)-PE30HAHCA
П. В. Катренко, П. Н. Пахлов
В данной работе обсуждается новая методика поиска радиационных распадов Y(1S) -резонанса в состояния чар-мония. Она основана на тагировании Y(1S)-резонанса в адронных переходах Y(2S) ^ Y(1S)n+n- с использованием образца данных, полученных на В-фабриках, т.е. экспериментах на e+e- коллайдерах для изучения B-мезонов, при энергии в системе центра масс, равной массе Y(2S)-резонанса. Оценки, выполненные с помощью моделирования, показывают, что использование предложенного метода в эксперименте Belle позволит на порядок повысить чувствительность в изучении радиационных распадов Y(1S)-резонанса в состояния чармония.
Ключевые слова: боттомоний, радиационные распады, тяжелые кварки.
Тяжелый кварконий, нерелятивистское связанное состояние двух тяжелых кварков QQ, может быть описан в рамках нерелятивистской КХД, в которой при расчетах используется разложение по степеням малого параметра - скорости кварков в кварко-нии [1]. В последнее время благодаря неожиданным открытиям на B-фабриках теория кваркония подверглась большим испытаниям, и до сих пор неясно, сможет ли она пройти эту проверку экспериментом, или на ее обломках будет создано что-то совершенно новое [2].
Состояния векторного кваркония ниже порога открытого аромата, имеющие квантовые числа фотона, экспериментально изучены с высокой точностью благодаря большой вероятности их возникновения в аннигиляции электрона и позитрона. Они распадаются преимущественно через три промежуточных глюона в многоадронные конечные состояния. В рамках КХД трехглюонная аннигиляция выглядит следующим образом. Сначала пара QQ на малых расстояниях, порядка комптоновской длины волны кварков, переходит в глюоны, которые затем на больших расстояниях трансформируются в наблюдаемые адроны - легкие мезоны и барионы. Механизм трансформации практиче-
ФИАН, 119991 Россия, Москва, Ленинский пр-т, 53; e-mail: katrenkop@gmail.com.
ски нельзя описать из-за мягких поправок КХД, и невозможно вычислить относительную вероятность распада по тому или иному эксклюзивному каналу. Однако распады векторного кваркония также могут идти через замену одного глюона на фотон или посредством излучения фотона в начальном или конечном состоянии. Можно оценить
отношение ширины распада векторного кваркония с жестким прямым фотоном к пол-Г 4а
ной ширине как 799 = - ~ 3% [3]. Как следует из этой формулы, дополнительный
tggg 5as
фотон неизбежно снижает вероятность распада. Однако вероятности некоторых эксклюзивных процессов такого типа могут быть надёжно вычислены, и их сравнение с экспериментом является важным инструментом тестирования КХД, особенно если в конечном состоянии тоже присутствует кварконий.
Хотя несколько эксклюзивных радиационных распадов (bb) и (cc) в различные возбуждения легких мезонов в конечном состоянии уже наблюдались [4-8], ни один эксклюзивный переход из боттомония в чармоний до сих пор не найден. Вероятности радиационных распадов Y(1S)-резонанса в состояния (cc)res, как ожидается в расчетах [9], будут находиться на уровне 10-5. В предыдущем поиске, выполненном коллаборацией Belle, использовались данные, набранные при энергии рождения Y(1S)-резонанса; ни одного значимого сигнала состояния чармония с положительной зарядовой четностью найдено не было [10], полученные верхние пределы вероятности были на уровне 10-4, т.е. уже близки к верхней границе теоретических ожиданий.
Предлагаемый метод, иллюстрируемый в этой статье на примере поиска Y(1S) ^ Хс1,27, основан на полном восстановлении процесса Y(2S) ^ Y(1S)п+п- на данных В-фабрик, набранных при энергии в системе центра масс, соответствующей рождению Y(2S)-резонанса. Хотя из-за меньшего сечения Y(2S) и небольшой вероятности перехода Y(2S) ^ Y(1S)п+п- статистика оказывается меньшей по сравнению со стандартным методом изучения Y(1S)-резонанса на данных рождения Y(1S), метод обладает рядом преимуществ, компенсирующих этот недостаток:
• тагирующие пионы повышают множественность заряженных частиц в искомом событии, что существенно увеличивает триггерную эффективность;
• тагирование двухпионным переходом подавляет фон от континуума более чем на порядок;
• восстановленный Y(1S) является промежуточным состоянием в исследуемой цепочке, поэтому массовая подгонка позволяет беспрецедентно улучшить разрешение по его импульсу, а дальнейшая проверка соответствия кинематики события начальной
кинематике пучков позволяет подавить на несколько порядков фоны, которые в противном случае почти неотличимы от сигнала.
Стратегия реконструкции заключается в следующем: сначала распад Т(2Б) ^ Т(1Б)п+п- выделяется требованием, чтобы масса отдачи к паре пионов (Мгес(п+п-)) лежала около массы Т(1Б)-резонанса (рис. 1(а)). Требование |Мгес(п+п-) — МГ(1$)\ < 10 МеУ/е2 позволяет эффективно, по крайней мере в 50 раз, подавить события радиационного возврата. Затем восстанавливается Т(1Б)-кандидат как комбинация полностью восстановленного состояния чармония и радиационного фотона. Масса Т(1Б)-кандидата должна соответствовать номинальной массе Т(1Б). Однако плохое энергетическое разрешение радиационного фотона не позволяет использовать это требование для эффективного подавления фонов.
Поскольку истинных физических фонов, полностью соответствующих реконструированной кинематике, не существует, опасность представляют процессы с потерянными или ложными частицами. Они подавляются требованием на полный импульс в системе центра масс комбинации Т(1Б)п+п- (рис. 1(Ь)). Как видно из рис. 1, при незначительной потере эффективности возможно подавить такие процессы почти в 10 раз.
Рис. 1: (а) спектр масс отдачи Мгес(п+п-); (Ь) распределение по полному импульсу системы Т(1Б)п+п- после кинематической подгонки Т(1Б)-кандидата в табличную массу Т(1 Б)-резонанса. Распределения для сигнальных событий моделирования показаны гистограммой, фоновые события от радиационного возврата показаны точками с ошибками. Вертикальные линии показывают оптимальные критерии отбора по выбранным переменным.
В заключение отметим, что предложенный метод позволяет добиться беспрецедентной чистоты сигнала при полном восстановлении радиационного распада Т(1Б)-
резонанса в состояния чармония (подавление фонов почти на три порядка), а значит повысить чувствительность будущих измерений на (Супер)В-фабриках. Работа выполнена при поддержке РФФИ (проект № 17-32-50081).
ЛИТЕРАТУРА
[1] G. T. Bodwin, E. Braaten, G. P. Lepage, Phys. Rev. D 51, 1125 (1995); Phys. Rev. D 55, 5853(E) (1997).
[2] Г. В. Пахлова, П. Н. Пахлов, С. И. Эйдельман, Успехи физических наук 180, 225 (2010).
[3] М. Б. Волошин, Ю. М. Зайцев, Успехи физических наук 152, 361 (1987).
[4] D. Besson et al. (CLEO Collab.), Phys. Rev. D 83, 037101 (2011).
[5] S.B. Athar et al. (CLEO Collab.), Phys. Rev. D 76, 072003 (2007).
[6] J. Z. Bai et al. (BES Collab.), Phys. Lett. B 476, 25 (2000).
[7] J. Z. Bai et al. (BES Collab.), Phys. Lett. B 594, 47 (2004);
J. Z. Bai et al. (BES Collab.), Phys.Rev. D 68, 052003 (2003); M. Ablikim et al. (BES Collab.), Phys. Lett. B 642, 441 (2006).
[8] J. Z. Bai et al. (BES Collab.), Phys. Rev. Lett. 76, 3502 (1996).
[9] Ying-Jia Gao, Yu-Jie Zhang, Kuang-Ta Chao, hep-ph/0701009. [10] C. P. Shen et al. (Belle Collab.), Phys. Rev. D 82, 051504 (2010).
Поступила в редакцию 15 августа 2018 г. После доработки 19 марта 2019 г. Принята к публикации 19 марта 2019 г.
Публикуется по результатам VII межинст,итут,ской молодежной конференции "Физика элементарных частиц и космология 2018" (ФИАН, Москва).
