Изучение распадов B0s-мезонов с чармонием и многочастичными адронными состояниями в эксперименте LHCb

Во Введении обосновывается актуальность темы диссертации, сфор­
мулированы задачи и цели исследований, показана новизна работы, ее
практическая значимость и приведено краткое описание содержания дис­
сертации;
В первой Главе изложено краткое описание ускорителя БАК и экспе­
римента LHCb. Перечислены ключевые элементы детектора, их устройство
и характеристики.
Установка LHCb является одноплечевым передним спектрометром, пред­
назначенным для широкого круга задач. Физическая программа эксперимента
LHCb охватывает изучение таких проблем физики высоких энергий: редкие
распады адронов, содержащих b- и c- кварки, механизм нарушения CP-четно­
сти и другие. Детектор LHCb спроектирован таким образом, чтобы наиболее
эффективно и точно реконструировать события от одиночных взаимодей­
ствий протонов. Детектор LHCb обеспечивает покрытие в диапазоне от 15
до 300 (250) мрад в горизонтальном (вертикальном) направлении. Такое
угловое покрытие позволяет исследовать события c рождением пар bb̄ – и
cc̄-кварков. В геометрический аксептанс установки LHCb попадает около 40%
всех рожденных частиц, содержащих тяжелые кварки.
Для регистрации и реконструкции различных лептонных, полулептонных
и адронных конечных состояний распадов тяжелых адронов в эксперименте
LHCb используются несколько специализированных поддетекторов. Их можно
условно разделить на трековую систему и систему идентификации частиц.
Трековая система состоит из дипольного магнита, системы VELO – вершинный
детектор, трековых станций на основе полупроводниковой технологии TT и
трековых плоскостей на основе пропорциональных газовых камер (T1–T3).
Она предназначена для определения пространственных координат первичной и
вторичных вершин, а также определения импульса и заряда дочерних частиц.
Система идентификации вторичных частиц отвечает за определение типа
заряженных и нейтральных частиц и состоит из калориметрической системы
(в которую входят сцинтилляционно-падовый детектор SPD, предливниевый
детектор PS, электромагнитный калориметр ECAL и адронный калориметр
HCAL), двух детекторов колец черенковского излучения (RICH1 и RICH2)
и мюонной системы.
Во второй Главе представлено программное обеспечение эксперимента
LHCb, особенности пакетов для анализа физических данных, а также пред­
ставлены результаты применения методики распараллеливания в задачах
анализа физических данных эксперимента.
В первых двух разделах второй Главы обсуждается архитектура
и структура программного обеспечения эксперимента LHCb. Архитектура
программного обеспечения эксперимента LHCb спроектирована таким образом,
чтобы иметь возможность гибко изменяться в соответствии с требованиями и
технологическими изменениями в течение всего периода проведения экспери­
мента. Реализация основана на программной платформе Gaudi. Основная идея
архитектуры Gaudi заключается в определении наборов инструментов, кото­
рые являются общими для большинства приложений обработки данных. Такой
подход позволил построить набор пакетов-приложений, динамически выбирая
наиболее подходящие компоненты для выполнения различных задач. Как пра­
вило, программы для финального анализа данных в физике высоких энергий
реализуются на языках C++ и python на базе пакетов Root и pyROOT.
В третьем и четвертом разделах второй Главы приводится опи­
сание среды обработки для анализа данных в коллаборациий LHCb и
разработанный интерфейс для распараллеливания задач анализа данных и ре­
зультаты его применения. Типовые задачи физического анализа на финальных
стадиях в эксперименте LHCb являются таковыми: подавление комбина­
торного фона и выделение сигнального процесса, сравнение характерных
распределений и их параметров между физическими данными и данными
математического моделирования, извлечение интересующих параметров рас­
пределений, оценка значимости сигнала и вычисление неопределенностей
получаемых физических результатов. Некоторые из методов решения этих
задач могут быть эффективно распараллелены. Например, подавление фона
и оценки систематических эффектов.
В эксперименте LHCb разработан уникальный программный блок для
анализа данных, который обеспечивает удобное и интуитивно понятное для
пользователя представление интерфейса для программного пакета Root и
pyROOT. Он позволяет осуществлять расширение существующей функциональ­
ности и включает в себя основные инструменты, необходимые пользователю
для выполнения анализа. Основными преимуществами усовершенствованной
среды анализа данных являются:
– простые манипуляции с объектами и классами программного обеспече­
ния Root и RooFit: гистограммы, деревья, таблицы и т. д.;
– простой и дружественный интерфейс для оборудования пакета
RooFit;
– расширенный набор моделей плотностей распределения вероятности
случайной величины для подпрограммы RooFit;
– интерактивная среда анализа на основе программы RooFit.
Реализованное программное обеспечение так же, как и пакет Root, основано
на объектно-ориентированном подходе. Так же, как и в программе Root,
операции с классами, которые требуют существенного машинного времени,
реализованы на языке C++. Пользовательский интерфейс реализован на
языке python в виде интерфейсов-оберток к существующим С++ классам
и дополнительных классов и функций, требующихся для анализа данных
в физике высоких энергий.
В рамках программных пакетов среды для анализа данных был разрабо­
тан удобный интерфейс, позволяющий пользователю распараллеливать любые
типовые задачи по данным [1]. Проверка процедуры ускорения выполнения
задач была проведена для разного числа вычислительных узлов на трех типах
примеров, с ориентировкой на степень использования блока вывода и ввода
данных (I/O) в процессе выполнения задачи:
– задачи фильтрации данных двух типов – максимально задействован
блок вывода и ввода данных;
– задача сборки результатов мультивариативного анализа – степень
загрузки блока вывода и ввода данных – средняя;
– задача упрощенного моделирования – блок вывода и ввода данных
практически не используется.
На рис. 1 показана зависимость коэффициента ускорения выполне­
ния задач от количества вычислительных узлов, на которых происходило
распараллеливание.
Высокая производительность программного обеспечения является ключе­
вым требованием для быстрого анализа данных. В рамках программной среды
для анализа данных, использующейся в эксперименте LHCb, был разработан
Ускорение выполнения задач

задачафильтрации, тип 1
7задачафильтрации, тип 2
задачаупр. мод.
6задачасборка рез. мульт. ан-з
2
Зависимость близкая к линейной
2468
кол.выч. узлов
Рис. 1 — Ускорение выполнения задач за счет использования модуля parallel в
усовершенствованной среде анализа данных
набор инструментов и интерфейсов, позволяющих применять распаралле­
ливание на многоядерных и многопроцессорных системах, что эффективно
сократило время вычисления и проведения анализа данных. Тестирование
разработанного расширения показало практически линейную зависимость вре­
мени исполнения задач от количества вычислительных узлов для всех типовых
задач анализа данных. Одним из преимуществ выбранного метода является
возможность распараллеливания на кластере с помощью сетевого протокола
ssh. Для этого был реализован интерфейс, поддерживающий конфигурацию
задач для запуска на выбранных машинах. Пользователь может задать опре­
деленные машины и переменные окружения для запуска. Расширенный пакет
использовался для расчетов задач физического анализа, представленного в
этой диссертации, в особенности при подсчете статистической значимости
сигнала с помощью метода упрощенного моделирования, где потребовалось
более чем 400 миллионов псевдоэкспериментов.
В третьей Главе представлены исследования по поиску нового распада
B0s -мезона в конечное состояние J/ψ π+ π− K+ K− .
Распады прелестных адронов в конечные состояния, содержащие очаро­
ванный и антиочарованный кварки, представляют собой уникальную систему
для изучения свойств чармониев и чармониеподобных состояний. В последние
десятилетия в таких распадах было обнаружено большое количество новых
состояний, в том числе частица χc1 (3872), пентакварки и многочисленные
кандидаты в тетракварки, а также обычные чармониевые состояния. Природа
многих экзотических чармониеподобных кандидатов остается неясной до
сих пор. Сравнение парциальных ширин таких систем с обычными состо­
яниями чармония в распадах прелестных адронов может пролить свет на
механизмы их образования.
Далее представлена процедура поиска и изучения распадов B0s -мезонов
в конечное состояние J/ψ K+ K− π+ π− через различные состояния с проме­
жуточными резонансами. Исследование основано на данных, набранных
спектрометром LHCb при энергиях протон-протонных столкновений в системе
центра масс 7, 8 и 13 ТэВ и соответствующих интегральной светимости 1, 2 и
6 фб−1 . С помощью этих данных были измерены отношения парциальных
ширин для распадов B0s → χc1 (3872)ϕ, B0s → J/ψ K*0 K*0 , где K*0 обозна­
чает K* (892)0 -резонанс и B0s → χc1 (3872)K+ K− распада, где пара K+ K− не
является результатом распада ϕ-мезона к нормировочным каналам. В ка­
честве нормировочного канала для двух первых измерений использовался
распад B0s → (ψ(2S) → J/ψ π+ π− ) (ϕ → K+ K− ), а нормировочным каналом
для распада B0s → χc1 (3872)K+ K− являлся распад B0s → χc1 (3872)ϕ.
Отбор сигнальных и нормировочных событий производился с помощью
наложения ограничений на различные кинематические и идентификационные
переменные. Тот факт, что конечное состояние для всех распадов одинаковое,
позволяет использовать одни и те же критерии отбора для исследуемых и
нормировочных каналов. Для формирования B0s -кандидатов используются
только события, отобранные триггером на наличие J/ψ -мезонов. Распределение
по инвариантной массе B0s → J/ψ K+ K− π+ π− кандидатов показано на рис. 2.

15 ×10
Кандидаты/(5 МэВ/c2)

LHCb
B0s → J/ψ π+ π− K+ K−
комб. фон
общая подгонка
5.35.355.45.45
[︀]︀
mJ/ψ π+π−K+K−ГэВ/c
Рис. 2 — Распределение по инвариантной массе J/ψ π+ π− K+ K− отобранных
B0s -кандидатов (точки с ошибками).

Во втором, третьем и четвертом разделах третьей Главы
представлены наблюдаемые сигналы исследуемых распадов и их основные
характеристики, приведен ряд проверок полученных результатов. Первы­
ми приведены результаты определения числа сигнальных событий для
B0s → χc1 (3872)ϕ и B0s → ψ(2S)ϕ распадов. Сигнальные выходы распадов
B0s → Xcc ϕ, где Xcc обозначает ψ(2S)- или χc1 (3872)-состояния, были опреде­
лены с помощью одновременной подгонки двух трехмерных распределений
по инвариантным массам J/ψ π+ π− K+ K− , J/ψ π+ π− и K+ K− комбинаций.
Аппроксимация производилась методом небинированного максимального
правдоподобия. Распределения анализировались одновременно в двух не
пересекающихся областях по массам, соответствующих сигналам B0s → ψ(2S)ϕ
и B0s → χc1 (3872)ϕ распадов. В каждой области модель подгонки была
определена как сумма восьми компонент. Сигнальные компоненты для
B0s -мезона описывались с помощью модифицированной функции Гаусса. Узкие
Xcc -состояния ( χc1 (3872) и ψ(2S)) параметризовывались с использованием
свертки релятивистской функции Брейта-Вигнера в S-волне и симметричной
модифицированной функцией Гаусса, описывающей разрешение детектора.
Описание ϕ-сигналов параметризовано с помощью релятивистской функции
Брейта-Вигнера с P-волной, свернутой с функцией разрешения детектора.
Описание фоновых компонентов выполнялось с использованием полиноми­
альных функций.
Количество сигнальных событий распадов равно: B0s→χc1 (3872)ϕ = 154 ± 15,
B0s→ψ(2S)ϕ = 4180 ± 66. Статистическая значимость сигнала распада
√︀
Bs → χc1 (3872)ϕ была рассчитана по формуле−2 × ln(ℒ /ℒ + ), где
ℒ + (ℒ ) – вероятность, соответствующая гипотезе о том, что в распределе­
нии существует как сигнал, так и фон (только фон). Полученная значимость
равна 11,9 стандартным отклонениям.
Далее описывается процедура выделения событий сигнала для распадов
B0s → χc1 (3872)K+ K− . Распады B0s → χc1 (3872)K+ K− , где пара K+ K− мезонов
не происходит из распадов ϕ-мезонов, исследовались с помощью образца ото­
бранных B0s → J/ψ π+ π− K+ K− кандидатов. Кандидаты B0s → χc1 (3872)K+ K−
распадов были получены с помощью аппроксимации методом небинирован­
ного максимального правдоподобия двухмерного распределения по массам
J/ψ π+ π− и J/ψ π+ π− K+ K− комбинаций. Подгонка производилась с помощью
суммы четырех компонентов. Количество сигнальных событий для распа­
да B0s → χc1 (3872)K+ K− равно: B0s→χc1 (3872)K+ K− = 378 ± 33, что значительно
превышает выход для компоненты B0s→χc1 (3782)ϕ . Распределение по инвари­
антной массе K+ K− комбинации, после вычитания комбинаторного фона,
скорректированное на эффективность с помощью процедуры перевзвешивания
распадов B0s → χc1 (3872)K+ K− , показано на рис. 3.
Вклад узкого сигнала ϕ-мезона был оценен с помощью аппроксимации
методом небинированного максимального правдоподобия распределения по
инвариантной массе K+ K− комбинации. Полученная доля выхода сигнала
ϕ → K+ K− распада равна: ϕ = (38,9 ± 4,9) %. Это первое обнаружение распа­
да B0s → χc1 (3872)K+ K− , где пара K+ K− не является дочерней комбинацией
от распада ϕ-мезона. Последним приведены результаты определения сиг­
нальных событий для распада B0s → J/ψ K*0 K*0 , используя аппроксимацию
Выход/(15 МэВ/c2)
B0s → χc1 (3872)ϕLHCb
40B0s → χc1 (3872)K+ K−
подгонка
моделирование
0

−10
11.21.4[︀]︀
K+K−ГэВ/c2
Рис. 3 — Распределение по инвариантной массе K+ K− комбинации от
распадов B0s → χc1 (3872)K+ K− , после вычитания фона и поправленное на
эффективность (точки с ошибками). Для лучшей визуализации региона,
соответствующего большей массе, распределение показано в уменьшенном
вертикальном диапазоне. Математическое моделирование для гипотезы трех­
частичного фазового объема показано зеленой линией
методом небинированного максимального правдоподобия трехмерного распре­
деления по инвариантным массам J/ψ π+ π− K+ K− , K+ π− и K− π+ комбинаций.
Модель подгонки в этом случае во многом совпадает с моделью, приведен­
ной выше, но является симметризованной. Для компонентов, описывающих
K*0 K*0 , K*0 K− π+ или K+ π− K*0 комбинации, параметризующие функции
учитывают порог фазового объема в этих распадах. Эти модели настроены
с помощью анализа данных математического моделирования и включают
симметричные произведения функций распределения по фазовому объему
и линейных полиномов. Компонент, описывающий сигнал K*0 (K*0 ) канала,
параметризован с помощью произведения двух релятивистских функций
Брейта–Вигнера с P–волной. Полученное число сигнальных событий равно:
B0s→J/ψ K*0 K*0 = 5447 ± 125 событий. Процедура подгонки протестирована на
большом количестве образцов, полученных с помощью упрощенного моде­
лирования, для генерации которых использовалась номинальная модель с
параметрами, полученными из анализа реальных данных. Были обнаруже­
ны небольшие отклонения (1%) для выходов различных компонентов и
результаты скорректированы на значения этих отклонений.
В пятом разделе третьей Главы представлен расчет эффек­
тивностей восстановления исследуемых распадов. Полная эффективность
восстановления распада включает в себя эффективность генератора и гео­
метрического аксептанса детектора, эффективность восстановления и отбора
событий, эффективность идентификации адронов с учетом поправок на эф­
фективность реконструкции заряженных треков и эффективность отбора
событий триггерной системы эксперимента. Большинство эффективностей
были определены с помощью данных математического моделирования, ис­
ключением является эффективности идентификации адронов и поправки к
эффективности реконструкции треков, которые оценивались с использованием
экспериментальных данных. Для того, чтобы учесть небольшое расхождение
между экспериментальными данными и данными математического моделирова­
ния, образцы данных математического моделирования были скорректированы.
Расчеты эффективностей выполнялись отдельно для каждого периода набора
данных и канала распада. Отношения полных эффективностей составили:
B0s→ψ(2S)ϕ
= 0,932 ± 0,008,
B0s→J/ψ K*0 K*0
B0s→ψ(2S)ϕ(1)
= 0,6574 ± 0,0091,
B0s→χc1 (3872)ϕ

где B0s→ψ(2S)ϕ , B0s→J/ψ K*0 K*0 и B0s→χc1 (3872)ϕ – средние по годам значения полных
эффективностей распадов B0s → ψ(2S)ϕ, B0s → J/ψ K*0 K*0 и B0s → χc1 (3872)ϕ,
соответственно. В результатах представлена только статистическая погреш­
ность.
В шестом разделе третьей Главы представлено измерение массы
B0s -мезона. Для улучшения точности ее измерения было наложено ограничение
на реконструируемую массу ψ(2S)-состояния. Для этого была применена
процедура кинематической подгонки дерева распада B0s -мезона с условием,
ограничивающим значение реконструируемой массы ψ(2S)-состояния в пре­
делах известного значения, что позволило значительно уменьшить вклад
систематических неопределенностей в измеренное значение массы. Наличие
сигнальных распадов в узкой области вокруг известной массы ψ(2S)-мезона поз­
воляет выделить распады B0s → ψ(2S)K+ K− канала. Значение массы B0s -мезона
определялось с помощью процедуры подгонки распределения инвариантной
массы ψ(2S)K+ K− комбинации кандидатов распада B0s → J/ψ K+ K− π+ π− ме­
тодом небинированнового максимального правдоподобия. Измеренное значение
массы равно: B0s = 5366,98 ± 0,07 МэВ/c2 , где указанная неопределенность
– статистическая.
В седьмом разделе третьей Главы представлено исследование спек­
тра масс J/ψ ϕ комбинации. Спектр масс J/ψ ϕ системы был исследован с
помощью отобранных распадов B0s → J/ψ π+ π− ϕ, выделенных подгонкой рас­
пределения по инвариантным массам J/ψ π+ π− K+ K− комбинации и системы
K+ K− методом небинированного максимального правдоподобия. С помощью
техники статистического вычитания комбинаторного фона было получено
распределение по инвариантной массе J/ψ ϕ системы.
Было обнаружено значительное превышение количества событий над
фазовым объемом, в районе массы 4.74 ГэВ/c2 со статистической значимостью
5,3 . В рамках проверок данного анализа наличие обнаруженного пика
не объясняется гипотезами об отражениях известных каналов. Распреде­
ление по инвариантной массе J/ψ ϕ комбинации после вычитания фона
вместе с результатами подгонки показаны на рис. 4. Измеренные масса и
ширина данного пика: X(4740) = 4741 ± 6, ΓX(4740) = 53 ± 15 МэВ в пределах
двух стандартных отклонений согласуются с параметрами обнаруженного
в эксперименте LHCb тетракварка χc0 (4700). Однако, на данный момент
параметры χc0 (4700) измерены с недостаточной точностью, чтобы можно
было отождествить эти два состояния. Также ширина и масса структуры
согласуются с теоретическим предсказанием для 2++ состояния cscs.
В восьмом разделе третьей Главы приведены вычисления систе­
матических неопределенностей. В связи с тем, что все изучаемые распады
имеют похожую топологию, при вычислении отношения парциальных ширин
систематические неопределенности в основном сокращаются. К таким неопре­
деленностям относятся параметры, связанные с идентификацией мюонов и
реконструкцией J/ψ -мезона. Не сократившиеся вклады в систематических
Выход/(15 МэВ/c2)
LHCb
+ −
100B0s →X(4740)π π
B0s →J/ψ π+ π− ϕ
80подгонка
0

4.54.64.74.8 [︀4.9
]︀
J/ψ ϕГэВ/c2
Рис. 4 — Распределение по инвариантной массе J/ψ ϕ комбинации после
вычитания фона для распадов B0s → J/ψ π+ π− ϕ (точки с ошибками)
погрешностях измерений связаны с рядом источников: выбором функции
аппроксимации данных, коррекцией образцов математического моделирова­
ния, эффективностью триггерной системы, согласием экспериментальных
данных и данных математического моделирования. Полные систематические
погрешности измерений отношений парциальных ширин равны 1,8%, 7,3%
и 2,6% для отношений парциальных ширин:

ℬBs0→χc1 (3872)ϕ × ℬχc1 (3872)→J/ψ π+ π−
,
ℬB0s→ψ(2S)ϕ × ℬψ(2S)→J/ψ π+ π−
ℬB0s→χc1 (3872)(K+ K− )
,(2)
ℬB0s→χc1 (3872)ϕ
ℬB0s→J/ψ K*0 K*0 × ℬK*0→K+ π−
,
ℬB0s→ψ(2S)ϕ × ℬψ(2S)→J/ψ π+ π−

соответственно. Доминирующий вклад дает систематика выбора функции
аппроксимации экспериментальных данных.
Далее приведено определение систематических погрешностей для из­
мерения массы B0s -мезона, для которого доминирующим вкладом является
вклад, обусловленный неточностью процедуры выбора шкалы импульса при
калибровке данных. Полная систематическая погрешность массы B0s -мезона
составила 133 кэВ/c2 .
В конце восьмого раздела третьей Главы представлены вычис­
ления систематических погрешностей для измерения массы и собственной
ширины X(4740)-структуры, где доминирующим является источник, свя­
занный с выбором модели подгонки. Полная систематическая погрешность
массы и собственной ширины X(4740)-структуры составили 5,5 МэВ/c2 и
11,1 МэВ, а значимость с учетом систематической ошибки оказалась равной
5,3 стандартным отклонениям.
В последнем разделе третьей Главы представлены окончательные
результаты анализа [2]. Впервые были обнаружены распады B0s → J/ψ K*0 K*0
и B0s → χc1 (3872)K+ K− , где пара K+ K− не ассоциирована с ϕ-мезоном.
Статистическая значимость сигнала B0s → χc1 (3872)ϕ составила 11,5 стан­
дартных отклонений. Были измерены отношения парциальных ширин:

ℬB0s→χc1 (3872)ϕ × ℬχc1 (3872)→J/ψ π+ π−
= (2,42 ± 0,23 ± 0,07) × 10−2 ,
ℬB0s→ψ(2S)ϕ × ℬψ(2S)→J/ψ π+ π−
ℬB0s→χc1 (3872)(K+ K− )
= 1,57 ± 0,32 ± 0,12 ,
ℬB0s→χc1 (3872)ϕ
ℬB0s→J/ψ K*0 K*0 × ℬK*0→K+ π−
= 1,22 ± 0,03 ± 0,04 ,
ℬB0s→ψ(2S)ϕ × ℬψ(2S)→J/ψ π+ π−

где первая погрешность – статистическая, а вторая – систематическая. Изме­
ренное значение отношения парциальных ширин распадов B0s → χc1 (3872)ϕ
и B0s → ψ(2S)ϕ находится в хорошем согласии с результатами прошлых из­
мерений, но обладает существенно лучшей точностью. Используя канал
распада B0s → J/ψ π+ π− K+ K− , для которого инвариантная масса J/ψ π+ π−
комбинации находится в узком диапазоне, была измерена масса B0s -мезона.
Значение массы составило:

B0s = 5366,98 ± 0,07 ± 0,13 МэВ/c2 ,

где первая неопределенность – статистическая, а вторая – систематическая.
Это наиболее точное измерение массы B0s -мезона с использованием одного
канала распада. С использованием результатов этого анализа и предыду­
щих измерений содружества LHCb получен результат средневзвешенного
значения массы B0s -мезона, с учетом корреляции между систематическими
неопределенностями измерений:

LHCb
B0s = 5366,94 ± 0,08 ± 0,09 МэВ/c2 ,

где первая ошибка – статистическая, а вторая – систематическая.
Используя канал распада B0s → J/ψ π+ π− ϕ, с последующим распадом
ϕ-мезона на пару противоположно заряженных каонов в спектре инвари­
антной массы J/ψ ϕ комбинации, была обнаружена структура, обозначенная
как X(4740), со статистической значимостью 5,3 стандартных отклонения.
Измеренная масса и собственная ширина структуры соответствуют значениям:

X(4740) = 4741 ± 6 ± 6 МэВ/c2 ,
ΓX(4740) =53 ± 15 ± 11 МэВ .

В Заключении кратко перечислены основные результаты работы,
которые состоят в следующем:
– разработан метод реконструкции и отбора распадов B0s → χc1 (3872)ϕ
и Bs0 → ψ(2S)ϕ в данных эксперимента LHCb;
– измерено отношение парциальной ширины распада B0s → χc1 (3872)ϕ к
парциальной ширине нормировочного канала B0s → ψ(2S)ϕ;
– разработан метод реконструкции и отбора распадов B0s → J/ψ K*0 K*0
в данных эксперимента LHCb;
– измерено отношение парциальной ширины распада B0s → J/ψ K*0 K*0 к
парциальной ширине нормировочного канала B0s → ψ(2S)ϕ;
– разработан метод реконструкции и отбора распадов B0s → χc1 (3872)K+ K−
в данных эксперимента LHCb;
– измерено отношение парциальной ширины распада B0s → χc1 (3872)K+ K−
к парциальной ширине нормировочного канала B0s → χc1 (3872)ϕ;
– измерено значение массы B0s -мезона с рекордной точностью;
– обнаружено новое состояние X(4740) в спектре масс J/ψ ϕ и измерены
его собственная ширина и масса;
– разработан пакет инструментов для распараллеливания задач анализа
в рамках программного обеспечения эксперимента LHCb.