В-физика

    Программа В-физики ATLAS включает многие области изучения физики тяжелых кварков. Измерения сечений рождения как b и с-кварков, так и тяжелых кваркониев, J/ψ и , служат проверкой предсказаний квантовой хромонинамики (КХД). Будут исследованы свойства семейства состояний В-адронов: В⁰_d, B ⁺, B⁰_s, B_c – мезонов и зарядово сопряженных им, В-барионов, и слабых распадов В-адронов. В Стандартной модели соотношения между кварками разных ароматов регулируются значениями их масс и четырьмя параметрами матрицы Кобаяши-Маскава, или СКМ - матрицы. При высокой энергии коллайдера существенно возрастают сечения образования b-кварков. При планируемой светимости коллайдера будет возможно набрать количество событий, которое позволит улучшить результаты предыдущих экспериментов. Если поиск новых частиц на коллайдере даст непосредственные свидетельства новой физики, то измерения в области В-физики должны дать дополнительные косвенные свидетельства о существовании новой физики.
    Программу В-физики ATLAS планируется выполнять при светимостях 10³³ см^-2 с^-1 или меньших, в начальный период работы ускорителя. При интегральной светимости 10 пб^-1 при 14 ТэВ детектором ATLAS может быть зарегистрировано 1,3∙10⁵ событий, содержащих, например, распады J/ψ→μμ, выделенные с помощью триггера на мюоны с относительно низкими поперечными импульсами. Такие события содержат J/ψ-мезоны как непосредственно рожденные в рр-взаимодействиях, так и от распадов В-адронов.
    При интегральных светимостях до 100 пб^-1 в области В-физики будут рассматриваться задачи настройки Внутреннего детектора и триггера мюонов и измерения основных сечений рождения. К ним относятся измерения сечений прямого рождения J/ψ и , сечений непрямого образования J/ψ через распады В-адронов и сечений эксклюзивных каналов распадов В⁺ → J/ψК⁺, В⁰_d → J/ψK⁰*,
B⁰_s → J/ψφ.
    При больших интегральных светимостях от 200 пб^-1 до 1 фб^-1 количество событий В-физики, зарегистрированных детектором ATLAS, будет сравнимо с их количеством, накопленным на Тэватроне, или превысит его. Может стать возможным улучшение измерения характеристик В-адронов и измерение вероятностей редких распадов В-мезонов в случае, если они превышают величины, предсказываемые в Стандартной модели, том числе для очень редкого распада B⁰_s → μμ.
    Наиболее важным периодом изучения В-физики должен стать период интегральной светимости 10^-30 фб^-1, накопленной в условиях светимости на уровне 10³³ см^-2 с^-1. На этих данных будет возможно провести широкий спектр исследований вопросов рождения и распадов В-адронов, например, измерения поляризации тяжелых кваркониев и Λ_b-адронов, осцилляций в системе состояний B⁰_s - В⁰_s , измерения распада B⁰_s → μμ.
    Измерения В-физики опираются на триггер первого уровня L1, выделяющий два мюона или один мюон с поперечным импульсом больше 4 ГэВ/с при светимости 10³¹ см^-2 с^-1 и больше 6 – 8 ГэВ/с при светимости 10³³ см^-2 с^-1. Измерения на уровне триггера второго уровня L 2 позволяют более точно определять пороги спектров мюонов и идентифицировать мюоны, совмещая измерения в мюонном спектрометре и Внутреннем детекторе. Сравнение измерений в мюонном спектрометре и Внутреннем детекторе позволяет также подавлять фон мюонов от распадов К-мезонов и пионов, происшедших во Внутреннем детекторе.
    Измерения и выделение эффективных масс и вторичных вершин распадов В-адронов позволяют реконструировать эксклюзивные каналы распадов В-адронов, в том числе на уровне триггера отбирая пары мюонов с эффективной массой пары мюонов, близкой массе J/ψ или B ⁰ _s . Распады В-адронов без мюонов в конечном состоянии реконструируются по характеристикам всех треков во Внутреннем детекторе при начальной малой светимости и трекам в области интересов RoI, сформированной по данным L1 калориметра, при более высокой светимости.
    В анализе было использовано около 1 миллиона событий, содержащих В-адроны и рассчитанных с помощью генератора PYTHIA6.4 с использованием структурной функции CTEQ 6 L . Результаты этих расчетов могут рассматриваться как достаточно надежные для области фазового пространства, измеряемой детектором ATLAS . Полученные значения сечений для энергии 14 ТэВ приведены в таблице 13.1 для процессов рождения пар b и с-кварков и кваркониев J/ψ и для порогов поперечного импульса мюонов 4 и 6 ГэВ/с (μ4 или μ6 в таблице 13.1, соответственно).

Таблица 13.1.

    Прохождение частиц через детектор моделировалось программой GEANT4, реконструкция распадов проводилась с использованием алгоритмов математического обеспечения ATLAS .

Триггер В-физики

    Основным триггером В-физики является мюонный триггер. Сигнал триггера первого уровня L1 поступает с триггерных мюонных камер RPC и TGC. Аксептанс триггера составляет по псевдобыстроте область |η| ≤ 2,4 и все значения азимутального угла φ. Мюоны с относительно низкими поперечными импульсами (4 – 6) ГэВ/с регистрируются по совпадению сигналов в двух уровнях мюонных камер. Мюоны с высокими поперечными импульсами (≥ 10 ГэВ/с) создают совпадения во всех трех уровнях триггерных мюонных камер.
    Существует два алгоритма триггера двух мюонов для регистрации состояний J/ψ и на уровне триггера второго уровня L2. Схемы обоих алгоритмов приведены на рис.13.1.

Рис.13.1. Схемы двух алгоритмов триггера второго уровня для двух мюонов.

    В первом варианте топологического триггера оба мюона регистрируются триггером L1 со своими областями интереса RoI. Во втором алгоритме поиск второго мюона проводится в области RoI первого мюона среди треков во Внутреннем детекторе. Он имеет преимущества в эффективности поиска второго мюона с относительно низким поперечным импульсом (~ 4 ГэВ/с).
    Эффективность триггера L1 регистрации мюонов с низкими поперечными импульсами приведена на рис.13.2. Значения эффективности совпадают с соответствующими значениями для мюонов в области высоких р_т.

Рис.13.2. Эффективность триггера L1 регистрации мюонов с низкими поперечными импульсами. Темные точки получены методом tag-and-probe, светлые соответствуют МС расчетам эффективности.

    Полная эффективность триггера двух мюонов на J/ψ в зависимости от ΔR , радиуса RoI первого мюона L1, показана на рис.13.3. Алгоритм триггера второго уровня TrigDiMuon эффективно выделяет состояния двух мюонов на уровне триггера L2, соответствующих распадам J/ψ и других подобных с эффективностью 73% для порога мюона 4 ГэВ/с и 60% для порога 6 ГэВ/с. Соответствующие значения эффективности топологического триггера составляют 33% и 15%, соответственно. Поток ложных триггеров (мюоны от распадов К и π-мезонов) составляет 2 Гц для светимости 10³¹ см^-2 с^-1 при пороге 4 ГэВ/с и 90 Гц для светимости 10³³ см^-2 с^-1 при пороге 6 ГэВ/с. Снижение потока ложных триггеров для исследования В-адронов возможно путем измерения пробега частицы до точки распада. При использовании имеющихся алгоритмов триггеров при интегральной светимости 100 пб^-1 для рр-взаимодействий при 14 ТэВ может быть зарегистрировано около 300 тысяч событий с рождением J/ψ.

Рис.13.3. Полная эффективность триггера двух мюонов на J/ψ в зависимости от Δ R , радиуса RoI первого мюона L1.

Исследования тяжелых кваркониев

    Регистрация большого количества J/ψ и в эксперименте ATLAS имеет большое значение по нескольким причинам. Во-первых, благодаря узости этих резонансных состояний они легко выделяются и могут быть использованы для выстраивания и калибровки триггера, трековой системы и мюонного спектрометра. Во-вторых, процессы прямого рождения тяжелых кваркониев служат важной проверкой расчетов КХД. В-третьих, эти состояния тяжелых кваркониев сами могут быть продуктами распада более тяжелых частиц, которые в свою очередь служат знаками многих интересных физических процессов, в том числе редких. Для этих редких процессов точное знание процессов рождения J/ψ и позволит правильно оценить фоны.
    Анализ свойств J/ψ и осложняется влиянием порогов регистрации. Пример эффективности триггера для измерения важного параметра механизмов рождения (угла поляризации) при разных порогах показан на рис.13.4. На нем показана эффективность триггера для разных значений величины угла поляризации θ* (cos θ*) в системе кваркония при разных порогах на р_т мюонов.

Рис. 13.4. Распределения реконструированных углов поляризации cos θ* для J/ψ и при пороге рт мюонов μ6μ4(сплошная гистограмма) и пороге μ10 (штриховая гистограмма).

Определение угла θ* показано на рис.13.5.

Рис.13.5. Графическое представление угла поляризации θ* между направлением вылета J/ψ или в лабораторной системе и направлением вылета мюона с положительным зарядом в системе покоя распавшейся частицы.

    Пороги регистрации влияют и на значение реконструированной массы J/ψ.
    Разделение J/ψ прямого рождения в рр-взаимодействиях и от распада В-адронов может быть проведено по измерению поперечного смещения вторичной вершины J/ψ относительно первичной вершины L_xy. Через величину этого смещения определяется «псевдо-собственное» время жизни частицы:

где р_т (J/ψ) и М(J/ψ) – поперечный импульс и массы J/ψ-частицы. Термин «псевдо» оправдывает отрицательные значения этой переменной, обусловленные погрешностями измерений, и применимость её к пряморожденным J/ψ-частицам. Реконструированные значения этой переменной для моделированных распадов J/ψ-частиц приведены на рис.13.6 для статистики 6 пб^-1. Отбирая распады J/ψ-частиц с «псевдо-временем жизни» менее 0,2 пс, можно получить набор пряморожденных J/ψ с эффективностью 93% и чистотой 92% (8% примеси непрямых J/ψ). Соответственно при временных интервалах свыше 0,2 пс выделяются случаи рождения J/ψ в распадах В-адронов.
    Распределения эффективных масс двух мюонов, рожденных в разных процессах, с отбором по «псевдо-времени жизни» менее 0,2 пс показано на рис.13.7. Там же приведено распределение до введения этого критерия отбора.

Рис.13.6. Распределение реконструированных значений «псевдо-времени жизни» J/ψ-частиц. Темная штриховка показывает пряморожденные J/ψ-частицы.

Рис.13.7. Распределения эффективных масс пар мюонов, образованных в первичной вершине с применением условия «псевдо-времени жизни» менее 0,2 пс. Виден сплошной темный фон от процесса Дрелла-Яна, пики прямого рождения кваркониев и светлый фон от вклада распадов b-кварков. Верхняя штриховая гистограмма показывает суммарное распределение до применения условий на восстановление вторичной вершины и условия «псевдо-времени жизни» менее 0,2 пс.

    При интегральной светимости 1 пб^-1 и триггере μ6μ4 может быть зарегистрировано 15 000 событий с J/ψ и 2 500 событий с /.
    Ожидается, что от 30 до 40% J/ψ и образуются от распадов χ_c → J/ψ γ и χ _b → γ . Энергии этих фотонов малы, но могут быть измерены. На рис.13.8 слева светлым фоном показаны распределения по поперечным импульсам фотонов, измеренных в событиях с реконструированными J/ψ. Фотоны от радиационных распадов χ _c имеют малое значение угла вылета α относительно направления J/ψ (распределение по cosα показано слева на рис.13.8). После ограничения cos α > 0,97 получаем распределение р_т фотонов, показанное темной гистограммой слева. Данные соответствуют интегральной светимости 6 пб^-1.

Рис.13.8. Распределения по рт фотонов в событиях с рождением J/ψ (слева) и по cos α угла вылета фотонов относительно направления J/ψ (справа). Пояснения см. текст.

    Измерение выхода χ_b0 может быть выполнено не только по измерению радиационных фотонов, как это показано для χ_c , но и по измерению распада

χ_b0→ J/ψ J/ψ→μμμμ.

    Ожидаемое сечение рождения χ _{b 0} при энергии LHC составляет ~ 1,5 мкбн. С учетом вероятности распада на два J/ψ с их последующим распадом на мюоны и эффективности триггеров сечение канала с четырьмя мюонами составляет около 25 фб. Это означает, что на интегральной светимости 10 фб^-1 можно будет зарегистрировать 100 распадов χ_b0→ J/ψ J/ψ→μμμμ.

Измерение сечений рождения и свойств эксклюзивного распада В⁺→ J/ψК⁺

    Используя триггер на J/ψ можно реконструировать эксклюзивный распад В⁺-мезона В⁺→ J/ψК⁺. Этот канал имеет относительно большую вероятность (10 -3) и сравнительно легко может быть выделен путем поиска К-мезона среди адронов с р_т выше 1 ГэВ/с при условии восстановления вторичной вершины распада и требования равенства эффективной массы частиц массе В⁺-мезона. Измерение сечения этого канала на начальной интегральной светимости 10 пб^-1 может определить сечение рождения b-кварков при энергиях LHC. Из-за сложности теоретических расчетов величина этого сечения имеет большую неопределенность (≥20%). Знание его необходимо для правильной оценки фоновых событий для многих других новых процессов. Измерения эффективной массы В⁺-мезона, его времени жизни поможет осуществить точную настройку геометрии детектора и правильность его математической модели.

Рис.13.9. Распределение эффективных масс J/ψК+ для сигнальных событий распада В+-мезона (центральный пик) и комбинаторного фона от процессов bb→μ6μ4 X . Поперечные импульсы мюонов > 6 ГэВ/с для первого и > 4 ГэВ/с для второго. Расстояние от точки рождения до точки распада λ > 0,1мм

    На рисунке 13.9 показаны распределения эффективных масс J/ψК⁺ для событий сигнала (В⁺-распадов по данному каналу) и фоновых событий процесса bb→μ6μ4 X . Видно, что фон в области сигнала мал и может быть аппроксимирован гладкой функцией. Измерение сечения канала
В⁺→ J/ψК⁺ является одной из первоочередных задач эксперимента. Одновременно будет измерен и аналогичный распад В^--мезона. Известно, что величина прямого СР-нарушения в этом распаде пренебрежимо мала и методические различия в измерениях могут быть вызваны только разной вероятностью взаимодействия К⁺ и К^--мезонов с веществом детектора. Измерения этого канала важны также потому, что позволят провести нормировку при измерении вероятностей редких каналов распадов В-мезонов.
    Статистическая точность измерения сечения распада В⁺→ J/ψК⁺ при интегральной светимости 10 пб^-1 составит менее 5%.

Измерение эксклюзивных каналов распада В⁰s и В⁰d-мезонов

    Распад В⁰_s → J/ψφ может быть измерен на LHC уже при интегральной светимости 150 пб^-1, а при 1 фб^-1 точности измерений могут превысить общемировые данные. Особое значение имеют физические задачи, связанные с характеристиками этого канала. Аналогичные измерения могут быть проведены для распада В⁰_d → J/ψК⁰*. Ожидаемое количество событий для этого канала в 15 раз превышает число событий распада В⁰_s → J/ψφ. Моделированные ожидаемые распределения эффективных масс для сигнальных событий этих распадов и фоновых событий показаны на рисунках 13.10 и 13.11. Видно, что события распада В⁰_s → J/ψφ требуют большей статистики, что объясняется присутствием странного кварка в составе В⁰_s –мезона.

Рис.13.10. Распределение реконструированных масс В0d ( слева) и собственного времени жизни В-мезонов в распаде В0d → J/ψК0* при интегральной светимости 10 пб-1 для моделированных событий сигнала (темная область) и фоновых событий рр → J/ψХ и bb→ J/ψ X .

    Система В⁰_sВ̃⁰_s имеет два собственных массовых состояния, различающихся временем жизни. Масштаб этого различия составляет ΔΓ_s /Γ_s ~ 10^-1. На начальной статистике в несколько сотен пб^-1 различить эти состояния и величина ΔΓ s принимается равной нулю. Такой анализ показан на рис.13.11.

Рис.13.11. Распределения, аналогичные рисунку 13.10, для канала В0s → J/ψφ, где φ → К+К-, J/ψ→ μμ . Интегральная светимость распределений 150 пб-1.

    Исследования СР-нарушения требует методики определения аромата нейтрального В-мезона, возможности отличить его от В̃⁰-мезона. При этом нужно уметь определять тип В⁰ и в момент рождения (t=0), и в момент распада. В небольшой доле случаев природу нейтрального мезона в момент рождении можно определить по знаку электрического заряда лептона с большим поперечным импульсом в том же событии, если он относится к распаду другого В-адрона. Для основной доли событий применяется метод определения заряда кварковой струи. В соответствии с фрагментационной моделью импульсы частиц в струе упорядочены относительно направления кварка и соответственно упорядочены электрические заряды адронов в струе, следуя условию сохранения электрического заряда. Таким образом, измерение заряда струи b-кварка позволяет определить тип нейтрального В-мезона в момент его рождения.
    Заряд кварковой струи определяется выражением

где суммирование ведется по трекам струи, как это описано в разделе о Топ-кварке. Заряд Qjet положителен для b ̃-струи и отрицателен для b -струи. Процедура определения типа кварка при рождении характеризуется эффективностью εtag и чистотой Dtag ( Delution ).
    На начальном этапе эксперимента выделение эксклюзивных каналов распада будет осуществляться в условиях, когда триггер на J/ψ не будет использовать условие на смещение вершины распада. Будут измерены характеристики распадов и разработана методика определения типа кварка в момент рождения по электрическому заряду его струи. Все это позволит впоследствии исследовать эффекты СР-нарушения в распадах нейтральных В-мезонов.

Перспективы измерения спиновых характеристик барионов Λ _b → J/ψ(μμ ) Λ(рπ)

    Особое внимание заслуживает оценка возможности измерения Λ _b-барионов в детекторе ATLAS . Канал распада Λ _b → J/ψ(μμ ) Λ(рπ) имеет четыре трека заряженных частиц и смещенную вершину распада и малый ожидаемый фон событий. Поляризация и параметр нарушения четности αΛ _b могут быть извлечены из угловых распределений частиц, образованных в этом распаде. Ожидается, что при интегральной светимости 30 фб^-1 будет зарегистрировано 13000 таких распадов и столько же аналогичных распадов Λ̃ _b.
    Барион Λ _b является самым легким из барионов, имеющих в своем составе b-кварк. Он был открыт в 1991г. коллаборацией UA1 и с этих пор привлекает большой интерес теоретиков. Кроме задачи времен жизни Λ_b , с этим барионом связаны проблемы измерения СР-нарушения, нарушения Т-симметрии, эффектами новой физики, измерения корреляций спинов топ-кварков и извлечения параметра слабой фазы γ СКМ-матрицы. Эффект нарушения четности в распадах Λ_b имеет особый интерес, так как служит проверкой многих факторизационных моделей тяжелых кварков и пертурбативной кварковой хромодинамики ( P QCD). Исследования Λ _b важны также для понимания того, почему гипероны демонстрируют высокую степень поляризации даже рождаясь во взаимодействиях пучка в несколько сотен ГэВ при больших рт, где большинство моделей предсказывают отсутствие поляризации. До сих пор неясно, есть ли это эффект новой физики или существует еще не найденное объяснение в рамках известной физики. Измерение Λ _b поляризации может пролить свет на рождение поляризованных b -кварков и на проблему рождения фермионов в рр-взаимодействиях в целом.
    Интерес к измерению времени жизни Λ_b -бариона связан с вопросом, насколько дольше живет b-кварк в составе мезона, чем в составе гиперона. Тэватрон не дал пока четкого ответа на этот вопрос. Поскольку ожидаемая статистика LHC в 100 раз превышает статистику этих частиц на Тэватроне, может быть удастся ответить на этот вопрос и также поставить ограничения на расчеты P QCD и модели тяжелых кварков.
    Возможности детектора ATLAS в измерении поляризации Λ_b определялись путем моделирования наборов событий Λ _b с разными величинами поляризации, моделируя амплитуды распада в детекторе по предсказаниям моделей и проводя реконструкцию характеристик распадов стандартными программными пакетами ATLAS . Задача моделирования состоит в том, чтобы убедиться в возможности измерения начальной поляризации и амплитуд распада. Для моделирования распада поляризованных частиц использовался адаптированный к программному обеспечению ATLAS программный пакет EV T GEN.
    В кварковой модели Λ_b представляет собой фермион, где b-кварк связан с (ud)-дикварком со спином, равным нулю. В этой модели поляризация Λ_b полностью определяется поляризацией b-кварка. Расчеты КХД предсказывают малую поляризацию b-кварка. Однако существуют модели, где поляризация Λ_b может быть довольно большой.

Рис.13.12. Диаграмма слабого распада Λb → J/ψ Λ.

    Изучение поляризации предполагает исследовать не только процесс рождения Λ_b , но и характеристики частиц от его распада. Диаграмма слабого распада Λ_b показана на рис.13.12. На рис.13.13 показаны измеряемые углы для измерения поляризации.

Рис.13.13. Схема представления углов для описания распада Λb → J/ψ Λ.

    Для трех вариантов поляризации Λ_b были рассчитаны распределения углов, характеризующих распад: cosθ, cosθ₁, cosθ₂, φ₁, φ₂. Результаты расчетов приведены на рис.13.14. Следут отметить, что отмечается хорошее согласие с предсказаниях распределений угловых переменных при моделировании распадов с помощью генераторов EVTGEN и PYTHIA.

Рис. 13.14. Распределения пяти углов, характеризующих распад Λb → J/ψ Λ: cosθ, cosθ1, cosθ2, φ1, φ2., для трех вариантов поляризации Λb : 40%, 0% и -40%. Распределения параметров cosθ1, cosθ2, φ2 не различаются для всех трех вариантов, поэтому для них приведено по одному распределению.

    Условия наблюдения распада Λ_b → J/ψ(μμ ) Λ(рπ) в детекторе ATLAS показаны на рис.13.15. Приведены распределения эффективных масс частиц J/ψ Λ (μμΛ). Полная эффективность реконструкции Λ_b → J/ψ(μμ ) Λ(рπ) распадов составляет от 3,5 до 6% в зависимости от типа триггера на два мюона. Внешнее поле распределения на рисунке относится к событиям после реконструкции и требования смещенной вершины. Яркое поле относится к событиям, отобранным триггером L1 – L2. Точками показаны события, отвечающие всем критериям отбора событий. Видно, что фоновые условия измерения распада Λ_b благоприятны для измерения характеристик распада.

Рис.13.15. Распределения эффективных масс μμΛ. Точками показано распределение после применения всех критериев отбора.

Перспективы измерения редкого распада В⁰_s→ μμ

    Распад нейтрального В-мезона на два лептона В⁰→ l ⁺ l ^-, где в качестве лептона l подразумевается мюон, электрон или τ-лептон, может происходить только за счет процессов с обменом нейтральными токами, изменяющими аромат кварков ( FCNC ), которые запрещены на уровне ведущих (древесных) диаграмм в Стандартной модели. Допустимые диаграммы таких распадов в Стандартной модели приведены на рис.13.16.

Рис.13.16. Диаграммы низшего порядка Стандартной модели для распада В0s → μ+ μ-.

    Поскольку В⁰_s -мезон является псевдоскаляром и имеет положительную С-четность, а обмен происходит при значении углового момента l =0, электромагнитные диаграммы этого типа запрещены. Существует дополнительное подавление этого процесса по спиральности. В итоге вероятность распада такого типа в Стандартной модели оказывается очень малой. Выражения для вероятностей распада В⁰_s и В⁰_d -мезонов в Стандартной модели имеют вид:

    В расширенных моделях вне Стандартной модели, таких как модель суперсимметрии, модели с хиггсовскими дублетами или дополнительными калибровочными бозонами, могут осуществляться дополнительные обмены скалярными, псевдоскалярными и аксиальными векторными токами за счет новых частиц в петлях диаграмм. Поскольку скалярные и псевдоскалярные операторы не подавлены по спиральности, они могут привести к существенному увеличению вероятности этих распадов. В общем случае проявление новой физики может увеличить или уменьшить эту вероятность. Например, в минимальной суперсимметричной стандартной модели ( MSSM ) вероятность таких распадов может значительно вырасти за счет того, что она оказывается пропорциональной (tanβ)⁶, где tanβ параметр модели (см. раздел суперсимметрии).
    В условиях большого сечения рождения b-кварков и большой светимости LHC даже на начальном этапе (10³³ cм^-2 с^-1) детектор ATLAS может зарегистрировать некоторое количество событий распада В⁰_s → μμ . Вероятность распада В⁰_d → μμ предсказывается примерно в 40 раз меньше, чем для распада В⁰_s → μμ , поэтому этот канал распада пока не рассматривается.
    Для выделения распада В⁰_s → μ⁺ μ^- используется триггер на два мюона с условием противоположного заряда в паре. Нормировка вероятности распада осуществляется по характеристикам распада В⁺→J/ψК⁺. Критичным является эффективность реконструкции мюонов в требуемом диапазоне поперечных импульсов мюонов. Оценка этой эффективности и спектр поперечных импульсов мюонов для распада В⁰_s → μμ показаны на рис.13.17.

Рис.13.17. Эффективность реконструкции мюонов (левая шкала) и спектр поперечных импульсов мюонов (правая шкала) для распада В0s → μμ . Триггер рт1(2) ≥ 6 (4) ГэВ/с.

    Важным условием наблюдения этого распада является эффективное подавление фоновых комбинаций мюонов от процесса bb→ μμX . Для этого используется критерий на качество восстановления вершины распада (χ² < 10), длина поперечного пробега до точки распада должна составлять более 0,5 мм и менее 20 мм, угол между векторами суммарного импульса двух мюонов и вектора, связывающего точки распада и первичного взаимодействия, должен быть менее 0,017 рад. Должно также выполняться условие изолированности мезона, т.е., например, отсутствие треков на малых угловых расстояниях от направления В-мезона. После применения всех этих критериев распределения эффективных масс пар мюонов для сигнальных и фоновых событий имеют вид, представленный на рисунке 13.18.

Рис.13.18. Распределения эффективных масс пар мюонов для сигнальных (гистограмма) и фоновых событий для распада В0s → μμ . Количество событий соответствует интегральной светимости 10 фб-1.

    Из рисунка следует, что комбинаторный фон от процесса bb→ μμX превышает вклад событий распада, если его сечение соответствует предсказаниям Стандартной модели. Вклад от событий других эксклюзивных каналов, имеющих ту же топологию распада с двумя треками, незначителен. Окно массы для выделения сигнала выбрано ассиметричным {4 – 7 ГэВ}, чтобы отсечь возможный вклад от распадов В⁰_d → μμ . При светимости 10 фб^-1 ожидается 5,7 событий сигнала при 14+13-10 фоновых событий. Необходимо продолжать работу по измерению фона и характеристик калибровочного канала В⁺→J/ψК⁺.

Перспективы измерения осцилляций В⁰s –мезонов по адронным каналам В-распадов

    Для проверки Стандартной модели с высокой точностью (порядка 1%) будут измерены параметр СР-нарушения sin(2β) и свойства системы В⁰_s-мезонов, такие как разность масс собственных СР-состояний Δm_s, разность времен жизни ΔΓ_s /Γ_s и слабая фаза смешивания φ_s, связанная с СР-нарушением в Стандартной модели. В параметризации Вольфенштейна эта фаза определяется как
φ_s ≈ 2λ²η. Разность масс СР-четных и СР-нечетных состояний В_s приводит к появлению В_s-смешивания. Физически наблюдаемые состояния В⁰_s и В̃⁰_s являются линейной комбинацией собственных СР-состояний. Переходы между ними разрешены вследствие несохранения ароматов во взаимодействиях слабых токов и происходят с частотой, пропорциональной величине разности масс собственных состояний Δm_s. Такие осцилляции наблюдались на Тэватроне в эксперименте CDF с величиной параметра Δm_s = (17,77 ±0,10 (стат.) ±0,07 (сист.)) пс^-1. В эксперименте D0 были установлены границы этого параметра 17 пс^-1 < Δm_s < 21 пс^-1. Оба результата согласуются с предсказаниями Стандартной модели. В ATLAS ставится задача измерения величины Δm_s и возможно более точного определения фазы смешивания φ_s. СР-нарушения в В⁰_s - В̃⁰_s смешивании являются приоритетным измерением для обнаружения эффектов новой физики вне пределов Стандартной модели. Для распада В⁰_s → J/ψφ эффекты СР-нарушения в асимметрии, предсказываемые Стандартной моделью, очень малы. Измерение любого заметного эффекта СР-нарушения, (обусловленной слабым взаимодействием фазы φ_s СКМ матрицы), выходящего за пределы предсказаний Стандартной модели, будет прямым указанием на вклад физики вне Стандартной модели. Измерение параметра смешивание в системе В⁰_s -мезонов важно также для динамики ароматов в Стандартной модели и её расширениях.
    Анализ моделированных событий в детекторе ATLAS показал, что при интегральной светимости 10 фб^-1 может быть достигнута чувствительность измерения частоты осцилляций 29,6 пс^-1. Измерения на уровне пяти стандартных отклонений возможны до частоты 20,5 пс^-1. Тип кварка при рождении определяется по заряду лептона парного кварка, как это показано на рис.13.19.

Рис.13.19. См. текст.

    Реконструируются каналы распадов В⁰_s → D ^-_s π + и В⁰_s → D^-_s а1+ . По характеристикам частиц распада определяется тип кварка в момент распада.
    В обоих каналах присутствует D^-_s-мезон, распадающийся на φπ, а φ распадается на пару К⁺К^-. В распаде В⁰s → D^-_sπ⁺ к трем трекам от D^-_s-мезона добавляется один трек π⁺-мезона. В распаде
В⁰_s → D^-_sа1+ мезон а1+ распадается на ρ-мезон и π, ρ-мезон распадается на два заряженных π-мезона. Таким образом, в вершине присутствует шесть треков заряженных частиц.
    Триггером таких событий служит мюон от b-кварка. Поиск адронного распада В-мезона от второго b-кварка осуществляется среди треков во Внутреннем детекторе. Применимы для метода поиска. В первом случае происходит полное сканирование Внутреннего детектора. Во втором определяются области поиска RoI в пространстве углов по регистрации струи в калориметре. Важно так задать условия отбора струи, чтобы их количество было невелико, в идеале одна или две. Оба метода дают близкие эффективности выделения требуемых адронных распадов. Эффективности выделения распадов велики, от 96% и выше. Примесь событий с неправильным определением типа распада составляет от 20 до 24%. Все это учитывается в процедуре определения параметра смешивания. Применяется метод максимума правдоподобия. Функция правдоподобия имеет в качестве параметра время жизни частицы t и смешиваемое состояние μ, определяемое через параметры Δm_s и ΔΓ_s. Эта функция правдоподобия применяется к пяти наборам событий: смешиваемые и несмешиваемые состояния В⁰_s и В⁰_d , и фоновые события с нулевым параметром смешивания. Для состояний В⁰_s и В⁰_d учитывается доля ложно идентифицированных событий. Путем поиска максимума функции правдоподобия определяются параметры смешивания.
    Для оценки статистической достоверности в 5σ и исключения областей значений параметра смешивания Δm_s на 95% уровне достоверности используется метод аппроксимации амплитуд, так как метод максимума правдоподобия в этом случае имеет недостатки.
    На рисунке 13.20 показано, как выглядят осцилляции сигнальных событий В⁰_s с параметром смешивание Δm_s = 17,77 пс-1(рисунок (а), распределение по t0). Фактор конечного разрешения при измерении собственного времени жизни превращает это распределение в распределение, показанное на рисунке (b). Учет фона и эффекта неправильного определения типа кварка при рождении приводит к форме распределения, приведенного на рисунке (с). Пунктиром на этом рисунке показан вклад фоновых событий. Результаты соответствуют интегральной светимости 10 фб^-1.

Рис. 13.20. Распределение В0 s смешиваемых состояний с параметром Δms = 17,77 пс-1 (а), то же распределение при учете конечного разрешения при измерении собственного времени жизни (b) и фоновых и неверно меченых событий (с). Пунктир – вклад фоновых событий без смешивания.

    Результаты анализа позволяют ожидать, что измерение параметра Δm_s совместно с исследованиями распада В⁰_s → J/ψφ, описанного выше, позволит повысить точность данных путем совместной аппроксимации в слабом секторе В⁰_s - В̃⁰_s системы.