Поиск Кабиббо-подавленных распадов 0b-бариона в эксперименте LHC

Во Введении обосновывается актуальность темы диссертации, сфор­
мулированы цели и задачи исследований, показаны новизна и практическая
значимость работы, приведено краткое описание содержания диссертации.
В первой Главе представлено краткое описание Большого адронного
коллайдера и детекторного комплекса LHCb, перечислены ключевые системы
детектора, описано их устройство и характеристики, перечислено программное
обеспечение, использованное для математического моделирования эксперимен­
тальных данных, а также представлены условия обработки и хранения данных.
Спектрометр LHCb предназначен для поиска проявлений физики за
рамками СМ, косвенные свидетельства которой могут быть получены при
изучении нарушения CP-симметрии в распадах частиц, содержащих – и
-кварки. Также ведутся исследования по таким направлениям как измерение
углов треугольника унитарности, поиск редких распадов прелестных адронов,
изучение свойств тяжелых адронов и поиск новых частиц. Детектор LHCb
сконструирован для работы в передней области от точки столкновения прото­
нов на Большом адронном коллайдере, угловой аксептанс детектора составляет
от 10 до 300 мрад (250 мрад) в горизонтальной (вертикальной) плоскости.
При такой геометрии в рабочую область детектора попадает около 40 % всех
рожденных в протон-протонных столкновениях частиц, содержащих тяжелые
– и -кварки. Для восстановления и идентификации частиц в результате
протон-протонных взаимодействий детектор LHCb включает в себя несколько
специализированных подсистем. Система реконструкции треков включает в
себя вершинный детектор, который расположен вокруг точки столкновения
протонов, и трековые станции, расположенные перед и за дипольным магнитом.
Идентификация заряженных частиц обеспечивается двумя детекторами колец
черенковского излучения RICH, а также информацией от калориметрической
и мюонной систем. Калориметрическая система состоит из сцинтилляционно­
падового и предливневого детекторов, а также электромагнитного и адронного
калориметров. Система калориметров используется для реконструкции и
идентификации фотонов и электронов. Мюонная система состоит из пяти
слоев мюонных камер: одна станция перед калориметрической системой и
четыре станции после нее. В эксперименте LHCb применяется триггерная
система, осуществляющая предварительный отбор событий с целью сниже­
ния потока данных при сохранении наиболее интересных для физического
анализа событий. Триггерная система состоит из одного аппаратного и двух
программируемых уровней. Для отбора событий, представляющих интерес
для дальнейшего физического анализа, в работе каждого уровня триггерной
системы используется информация от нескольких подсистем детектора.
Вершинный детектор обеспечивает точное измерение траектории дви­
жения заряженных частиц в области протон-протонных взаимодействий. С
высокой точностью определяется положение точки взаимодействия протонов
(первичной вершины), положение вершин распадов тяжелых адронов (вто­
ричных вершин), а также прицельные параметры заряженных частиц по
отношению к первичным вершинам. В дополнение к вершинному детектору
информация о траектории частиц до и после магнита собирается от системы
трековых станций, которая состоит из триггерного трекера и трех трековых
станций. При этом в конструкции трековых станций предусмотрена различная
сегментация в зависимости от расстояния до оси пучков протонов.
С использованием комбинированной информации от двух детекто­
ров колец черенковского излучения, калориметрической и мюонной систем
осуществляется идентификация протонов, мюонов, каонов, нейтральных и
заряженных пионов, электронов и фотонов. Для идентификации заряженных
адронов в различных диапазонах импульсов используется два детектора
колец черенковского излучения RICH. Для каонов с импульсами в интервале
2 – 100 ГэВ/ усредненная эффективность идентификации составляет около
95 % при вероятности ложной идентификации пионов как каонов около 10 %.
Для эффективности идентификации протонов такое значение составляет около
90 % при вероятности ложной идентификации пионов как протонов менее 10 %.
Калориметрическая система эксперимента LHCb используется как для
регистрации и определения кинематических параметров электронов и ней­
тральных частиц, так и для разделения фотонов, электронов и адронов. Кроме
того, аппаратный уровень триггера использует информацию от калориметри­
ческой системы для определения наличия фотонов, электронов или адронов с
большим поперечным импульсом. Сцинтилляционно-падовый и предливневый
детекторы представляют собой два сцинтилляционных годоскопа, которые раз­
делены слоем свинцового поглотителя. Электромагнитный калориметр ECAL
собран из независимых модулей, выполненных по технологии «шашлык».
Каждый модуль состоит из чередующихся слоев сцинтиллятора и свинцового
поглотителя. Адронный калориметр HCAL расположен сразу после электро­
магнитного калориметра и изготовлен из чередующихся слоев сцинтиллятора
и железного поглотителя. В каждом устройстве калориметрической систе­
мы сцинтилляционный свет собирается спектросмещающими оптическими
волокнами и считывается фотоэлектронными умножителями. Различие в
количестве выделяемой энергии в разных устройствах калориметрической
системы обеспечивает разделение между фотонами, электронами и адронами.
Энергетическое разрешение калориметров ECAL и HCAL составляет:

⃒⃒(8,5 ÷ 9,5) % ⃒⃒(69 ± 5) %
=√⊕ 0,8 %,=√⊕ (9 ± 2) %,

⃒⃒

где энергия измеряется в ГэВ.
Основными задачами мюонной системы являются идентификация мю­
онов и быстрое измерение поперечного импульса мюонов, информация о
котором используется в аппаратном уровне триггера. Мюонная система вклю­
чает в себя пять мюонных станций, первая из которых расположена между
детектором RICH2 и калориметрической системой, остальные четыре станции
расположены после калориметрической системы и разделены между собой
слоями железного поглотителя. Эффективность идентификации мюонов со­
ставляет более 97 % в широком интервале импульсов, при вероятности ложной
идентификации пионов или каонов как мюонов около 2 %.
В конце первой Главы приводится описание триггерной системы
эксперимента, а также условия обработки и хранения экспериментальных
данных, перечисляются алгоритмы программного обеспечения, используемого
для математического моделирования данных.
Во второй Главе описывается поиск и исследование нового Ка­
биббо-подавленного распада 0 → (2 ) − , а также измерение отношения
парциальных ширин распадов 0 → (2 ) − и 0 → (2 ) − . В экспери­
менте LHCb предыдущие исследования различных распадов 0 барионов,
близких по топологии и кинематике к распаду 0 → (2 ) − , оказались очень
плодотворными. К примеру, при исследовании канала 0 → / − было
получено первое наблюдение резонансных структур в системе / , соответ­
ствующих модели экзотических пентакварковых состояний. В исследованиях
Кабиббо-подавленного распада 0 → / − было получено свидетельство
существования подобных резонансных структур в системе / , а также
свидетельство наличия вклада от тетракваркового резонанса в системе / − .
Несмотря на то, что 0 барион был открыт около тридцати лет назад, большая
часть его распадов остается неизвестной, поэтому поиск новых распадов
остается важной задачей экспериментальной физики высоких энергий. Эти
факторы в совокупности с выдающимися техническими характеристика­
ми экспериментальной установки подчеркивают, что поиск новых распадов
0 барионов в эксперименте LHCb является не только интересной, но и
многообещающей задачей.
Поиск нового распада 0 бариона был выполнен с использованием дан­
ных, набранных экспериментом LHCb в протон-протонных столкновениях при
энергиях в системе центра масс 7, 8 и 13 ТэВ и соответствующих интеграль­
ным светимостям 1, 2 и 1,9 фб−1 . Распады 0 → (2 ) − и 0 → (2 ) −
реконструировались с использованием моды (2 ) → + − . Отбор событий
производился при помощи наложения ограничений на переменные идентифи­
кации частиц в конечном состоянии, а также на различные геометрические
и кинематические параметры элементов реконструированного дерева рас­
пада 0 кандидата. В анализе использовались только события, прошедшие
отбор на уровне триггерной системы, благодаря наличию в них сигнального
(2 ) кандидата. В целях уменьшения систематической погрешности при
измерении отношения парциальных ширин критерии отбора были выбраны
максимально близкими для двух распадов.
В разделах 2-4 второй Главы описаны методы обнаружения исследу­
емых распадов, показаны наблюдаемые сигналы и их основные характеристики.
Также проверялось наличие вклада от промежуточных резонансных состояний
в канале 0 → (2 ) − .
На рис. 1 представлены распределения инвариантной массы отобранных
0 кандидатов в каналах 0 → (2 ) − и 0 → (2 ) − . Число событий
определялось в результате аппроксимации распределений массы 0 кандида­
тов небинированным методом максимального правдоподобия. Сигнальные
Кандидаты/5 МэВ/ 2

Кандидаты/2 МэВ/ 2

60200
0 → (2 ) −180 0 → (2 ) −
50комб. фон(а)160комб. фон(б)
подгонкаподгонка
40LHCb140LHCb
4,9 фб−11204,9 фб−1
30100
40
00
5.65.655.65.65
(2 ) − , ГэВ/ 2 (2 ) − , ГэВ/ 2
Рис. 1 — Распределение инвариантной массы отобранных 0 кандидатов в
каналах 0 → (2 ) − (а) и 0 → (2 ) − (б)
компоненты описывались модифицированной функцией Гаусса, фоновые ком­
поненты — полиномиальными функциями. Количество сигнальных событий
составило 121 ± 13 и 806 ± 29 в каналах 0 → (2 ) − и 0 → (2 ) − ,
соответственно [1, 2]. Статистическая значимость наблюдаемого сигнала в
канале 0 → (2 ) − составила более 14 стандартных отклонений.
На рис. 2 представлены распределения инвариантной массы комбина­
ций (2 ) , (2 ) − и − в канале 0 → (2 ) − . При получении данных
математического моделирования не были учтены возможные промежуточные
резонансы в указанных двухчастичных системах. Распределения эксперимен­
тальных данных и данных математического моделирования согласовались
в рамках статистических неопределенностей, таким образом, при данном
количестве событий не было обнаружено вклада от резонансных состояний.
В пятом и шестом разделах второй Главы описывается вы­
числение эффективностей восстановления исследуемых распадов, а также
исследование систематических неопределенностей измерения отношения пар­
циальных ширин. Полная эффективность восстановления распада включает в
себя геометрическую эффективность детектора, эффективность реконструк­
ции и отбора событий, эффективность триггера, а также эффективность
идентификации заряженных адронов и поправку к эффективности рекон­
струкции треков. Эффективность идентификации заряженных адронов и
0 /50 МэВ/ 2

0 /50 МэВ/ 2

0 /50 МэВ/ 2

404040
353535
LHCb(а)30
LHCb(б)30
LHCb(в)
254,9 фб−1254,9 фб−1254,9 фб−1
202020
151515
101010
000
4.855.25.444.24.44.61.21.41.61.8
(2 ) , ГэВ/ (2 ) − , ГэВ/ − , ГэВ/ 2
Рис. 2 — Распределения инвариантной массы комбинаций (2 ) (а),
(2 ) − (б) и − (в) в распаде 0 → (2 ) − . Точками с погрешностя­
ми представлены распределения экспериментальных данных, полученные
с помощью техники вычитания контрольных интервалов, синей линией —
распределения данных математического моделирования
поправки к эффективности реконструкции треков вычислялись с использо­
ванием калибровочных данных. Остальные эффективности определялись с
помощью данных математического моделирования. Расчеты эффективностей
выполнялись по отдельности для каждого периода набора данных, после
чего эффективности усреднялись с учетом статистики, набранной за каждый
период. Отношение полных эффективностей составило:
0 → (2 ) −
= 0,761 ± 0,004 ,
0 → (2 ) −

где 0 → (2 ) − и 0 → (2 ) − — полные эффективности восстановления рас­
падов 0 → (2 ) − и 0 → (2 ) − , соответственно. Для отношения
полных эффективностей указана только статистическая погрешность.
Большинство систематических погрешностей сократились при вы­
числении отношений парциальных ширин, а именно, неопределенности,
обусловленные идентификацией мюонов и реконструкцией (2 ) мезонов.
Исследованы несокращающиеся вклады в систематическую неопределенность,
связанные с выбором модели аппроксимации распределений массы отобранных
кандидатов, коррекцией образцов математического моделирования, эффектив­
ностью триггерной системы, остаточным согласием данных математического
моделирования и экспериментальных данных, а также ограниченностью объ­
ема калибровочных данных и данных математического моделирования [3].
Итоговая относительная систематическая погрешность измерения отношения
парциальных ширин распадов 0 → (2 ) − и 0 → (2 ) − состави­
ла 1,7 %. Наибольший вклад в систематическую неопределенность обусловлен
погрешностью значения эффективности триггерной системы.
В последнем разделе второй Главы представлены результаты
физического анализа [2]. Был обнаружен новый Кабиббо-подавленный рас­
пад 0 → (2 ) − . Измерено отношение парциальных ширин распадов
0 → (2 ) − и 0 → (2 ) − :

ℬ( 0 → (2 ) − )
0−
= (11,4 ± 1,3 ± 0,2) × 10−2 ,
ℬ( → (2 ) )
где первая погрешность — статистическая, вторая — систематическая. Получен­
ный результат оказался в согласии с предыдущими измерениями аналогичных
отношений парциальных ширин распадов прелестных адронов. Абсолютное
значение парциальной ширины распада 0 → (2 ) − было вычислено с
использованием парциальной ширины распада 0 → (2 ) − , взятой из
справочника свойств элементарных частиц, и составило:
(︁)︁
−+1,30
ℬ( 0 → (2 ) ) = 7,17 ± 0,82 ±0,33−1,03× 10−6 ,
(︀
где первая погрешность — статистическая, вторая — систематическая включая
статистическую и систематическую неопределенности табличного значения
ℬ( 0 → (2 ) − ) , а третья погрешность связана с погрешностями таблич­
)︀

ных значений парциальных ширин распадов 0 → / − , (2 ) → / + − ,
(2 ) → + − и / → + − . Кроме того, были исследованы спектры
масс (2 ) , (2 ) − и − комбинаций в распаде 0 → (2 ) − . На данной
статистике не было обнаружено значительных вкладов от промежуточных
резонансных состояний.
В третьей Главе описывается поиск и исследование новых Ка­
биббо-подавленных распадов 0 → 1 − и 0 → 2 − , а также измерение
отношения парциальных ширин распадов 0 → 1 − и 0 → 1 − . Кро­
ме того, описываются вычисления двух отношений парциальных ширин:
между распадами 0 → 2 − и 0 → 1 − , а также между распадами
0 → 2 − и 0 → 1 − . Высокая энергия протон-протонных столкнове­
ний на Большом адронном коллайдере позволяет изучать широкий спектр
адронов, содержащих -кварки, включая тяжелые 0 барионы. За последние
несколько лет экспериментом LHCb были обнаружены как новые состояния
тяжелых -барионов, так и новые распады известных прелестных барио­
нов, а также измерены их парциальные ширины. В частности, в распадах
0 → / − были обнаружены структуры в системе / , соответствующие
модели пентакварковых состояний. После этого открытия были предложены
различные феноменологические модели для описания наблюдаемых резо­
нансных структур, а поиск аналогичных состояний в системе 1 может
способствовать подтверждению или опровержению резонансной природы
наблюдаемых структур. Первый шаг в исследовании по данному направле­
нию был сделан экспериментом LHCb в работе по обнаружению распадов
0 → 1 − и 0 → 2 − и измерению отношений парциальных ширин
между этими распадами. Исследование распада 0 → 1 − открывает доступ
как к исследованию системы 1 , представляющей интерес с точки зрения
возможного вклада от пентакварковых состояний, так и к исследованию
системы 1 − , в которой предсказывается существование экзотических тет­
ракварковых состояний.
Измерения отношений парциальных ширин распадов → 2 (*)
и → 1 (*) показывают значительное подавление моды распада через 2 ме­
зон по сравнению с аналогичным распадом через 1 мезон. Данные результаты
согласуются с предсказанием теоретических моделей, при этом подавление ста­
новится менее явным в случае, когда увеличивается число частиц в конечном
состоянии. Например, в эксперименте LHCb было измерено отношение пар­
циальных ширин ℬ 0 → 2 *0 /ℬ 0 → 1 *0 = (17,1 ± 5,4) × 10−2 .
(︀)︀ (︀)︀

Измеренное в эксперименте LHCb отношение парциальных ширин между
распадами 0 → 2 − и 0 → 1 − составило 1,02 ± 0,11, что показы­
вает практически полное отсутствие подавления моды через 2 мезон по
сравнению с распадом через 1 мезон. Такой результат является аргументом
в пользу развития теоретических моделей для описания распадов 0 барионов,
содержащих чармоний в конечном состоянии, чему будет способствовать
измерение аналогичных отношений парциальных ширин между распадами
0 → 2 − и 0 → 1 − .
Поиск новых распадов 0 бариона был выполнен с использованием
данных, набранных экспериментом LHCb в протон-протонных столкновениях
при энергии в системе центра масс 13 ТэВ и соответствующих интеграль­
ной светимости 6 фб−1 . Распады 0 → 1 − , 0 → 2 − , 0 → 1 − и
0 → 2 − реконструировались с использованием распадов 1 и 2 ме­
зонов в конечное состояние / , а / мезоны восстанавливались по моде
распада / → + − . Отбор событий производился при помощи наложения
ограничений на переменные идентификации частиц в конечном состоянии, а
также на различные геометрические и кинематические параметры элементов
реконструированного дерева распада 0 кандидата. В анализе использовались
только события, прошедшие отбор на уровне триггерной системы, благодаря
наличию в них сигнального / кандидата. В целях уменьшения систематичес­
ких погрешностей при измерении отношений парциальных ширин критерии
отбора были выбраны максимально близкими для исследуемых распадов.
В разделах 2-4 третьей Главы описаны методы обнаружения
исследуемых распадов, показаны наблюдаемые сигналы и их основные характе­
ристики. Также проверялось наличие вклада от промежуточных резонансных
состояний в канале 0 → 1 − .
На рис. 3 представлены распределения инвариантной массы отобранных
кандидатов в исследуемых каналах. При вычислении значения массы 0 кан­
дидатов применялось условие: масса комбинации / равняется номинальной
массе 1 мезона. Поэтому пик со средним значением вблизи номинальной
массы 0 бариона соответствует распаду через 1 резонанс, в то время как
пик от распада через 2 резонанс сдвинут в область меньшего значения
массы. На рис. 3 (б) также виден широкий пик в левой части спектра, он
соответствует частично реконструированным распадам 0 бариона, таким как
0 → (2 ) − с последующими распадами (2 ) → / , (2 ) → /
или (2 ) → ( 1 → / ) . Число сигнальных событий определялось в ре­
зультате аппроксимации распределений массы 0 кандидатов небинированным
методом максимального правдоподобия. Сигнальные компоненты описывались
Кандидаты/5 МэВ/ 2

Кандидаты/2 МэВ/ 2

601400
0 → 1 − 0 → 1 −
50 0 → 2 −(а)1200 0 → 2 −(б)
комб. фон
подгонка1000 0 → (2 ) −
40LHCbкомб. фонLHCb
6 фб−1800
подгонка6 фб−1
400

10200
5.45.55.65.75.85.35.45.55.65.75.8
/ − , ГэВ/ / − , ГэВ/ 2
Рис. 3 — Распределение инвариантной массы отобранных 0 кандида­
тов в распадах 0 → 1 − и 0 → 2 − (а) и распадах 0 → 1 −
и 0 → 2 − (б)
суммой двух модифицированных функций Гаусса, фоновые компоненты —
полиномиальными функциями. Вклад от частично реконструированных распа­
дов 0 → (2 ) − описывался функцией Гаусса. Количество сигнальных
событий в распадах 0 → 1 − и 0 → 2 − составило 105 ± 16 и 51 ± 16, а
статистическая значимость наблюдаемых сигналов — 9,6 и 3,8 стандартных от­
клонений, соответственно. Число сигнальных событий в распадах 0 → 1 −
и 0 → 2 − составило 3133 ± 75 и 1766 ± 71, соответственно.
На рис. 4 представлены распределения инвариантной массы комби­
наций 1 , 1 − и − в канале 0 → 1 − . При получении данных
математического моделирования не были учтены возможные промежуточные
резонансы в указанных двухчастичных системах. Распределения эксперимен­
тальных данных и данных математического моделирования согласовались
в рамках статистических неопределенностей, таким образом, при данном
количестве событий не было обнаружено вклада от резонансных состояний.
В пятом и шестом разделах третьей Главы описывается вы­
числение эффективностей восстановления исследуемых распадов, а также
исследование систематических неопределенностей измерения отношения пар­
циальных ширин. Полная эффективность восстановления распада включает в
себя геометрическую эффективность детектора, эффективность реконструк­
ции и отбора событий, эффективность триггера, а также эффективность
0 /100 МэВ/ 2

0 /100 МэВ/ 2

0 /100 МэВ/ 2

505050

40LHCb(а)40LHCb(б)40LHCb(в)
6 фб−130
6 фб−130
6 фб−1

202020

101010
4.555.544.51.52
1 , ГэВ/ 2 1 − , ГэВ/ 2 − , ГэВ/ 2
Рис. 4 — Распределения инвариантной массы комбинаций 1 (а), 1 − (б)
и − (в) в распаде 0 → 1 − . Точками с погрешностями представлены
распределения экспериментальных данных, синей линией — распределения
данных математического моделирования
идентификации заряженных адронов и поправку к эффективности рекон­
струкции треков. Эффективность идентификации заряженных адронов и
поправки к эффективности реконструкции треков вычислялись с использо­
ванием калибровочных данных. Остальные эффективности определялись с
помощью данных математического моделирования. Расчеты эффективностей
выполнялись по отдельности для каждого периода набора данных, после
чего эффективности усреднялись с учетом статистики, набранной за каждый
период. Отношение полных эффективностей составило:
0 → 1 −
= 1,969 ± 0,008 ,
0 → 1 −
0 → 2 −
= 1,088 ± 0,007 ,
0 → 1 −
0 → 2 −
= 1,043 ± 0,007 ,
0 → 1 −

где — полная эффективность восстановления соответствующего распада.
Для отношений полных эффективностей указана только статистическая
погрешность.
Большинство систематических погрешностей сократились при вы­
числении отношений парциальных ширин, а именно, неопределенности,
обусловленные идентификацией и восстановлением фотонов, а также
идентификацией мюонов и реконструкцией (2 ) мезонов. Исследованы
несокращающиеся вклады в систематическую неопределенность, связанные с
выбором модели аппроксимации распределений массы 0 кандидатов, коррек­
цией образцов математического моделирования, эффективностью триггерной
системы, остаточным согласием данных математического моделирования и
экспериментальных данных, а также ограниченностью объема калибровочных
данных и данных математического моделирования. Итоговая относительная
систематическая погрешность измерения отношения парциальных ширин распа­
дов 0 → 1 − и 0 → 1 − составила 3,3 %, для отношения парциальных
ширин распадов 0 → 2 − и 0 → 1 − погрешность составила 3,8 %, и
для отношения парциальных ширин распадов 0 → 2 − и 0 → 1 −
погрешность составила 3,8 %. Наибольший вклад в систематическую по­
грешность обусловлен выбором модели аппроксимации распределений массы
отобранных 0 кандидатов. Значимость наблюдения распада 0 → 2 −
была оценена с учетом систематической неопределенности и составила 3,5 стан­
дартных отклонения.
В последнем разделе третьей Главы представлены результаты
физического анализа [4]. Был обнаружен новый Кабиббо-подавленный распад
0 → 1 − . Также было получено первое свидетельство распада 0 → 2 − ,
сигнал от которого наблюдался со значимостью 3,5 стандартных отклонения.
Были измерены следующие отношения парциальных ширин:

ℬ 0 → 1 −
(︀)︀
0−
= (6,59 ± 1,01 ± 0,22) × 10−2 ,
ℬ ( → 1 )
ℬ 0 → 2 −
(︀)︀
= 0,95 ± 0,30 ± 0,04 ± 0,04,
ℬ ( 0 → 1 − )
ℬ 0 → 2 −
(︀)︀
= 1,06 ± 0,05 ± 0,04 ± 0,04,
ℬ ( 0 → 1 − )
где первая погрешность — статистическая, вторая — систематическая, а третья
погрешность связана с неопределенностью табличных значений парциальных
ширин распадов 1 → / и 2 → / . Полученный результат отноше­
ния парциальных ширин распадов 0 → 1 − и 0 → 1 − оказался в
согласии с предыдущими измерениями аналогичных отношений парциальных
ширин распадов прелестных адронов. Результат отношения парциальных
ширин распадов 0 → 2 − и 0 → 1 − оказался в согласии с преды­
дущим измерением в эксперименте LHCb. При этом новый результат имеет
лучшую точность и получен с использованием набора данных, статистичес­
ки независимого по отношению к набору данных, использовавшемуся для
предыдущего измерения. Измеренное отношение парциальных ширин между
распадами 0 → 2 − и 0 → 1 − согласуется с предыдущим аналогич­
ным измерением. Кроме того, это отношение, как и отношение ширин между
распадами 0 → 2 − и 0 → 1 − , показывает отсутствие подавления
моды распада через 2 мезон по сравнению с модой через 1 мезон, что
является дополнительным аргументом в пользу разработки теоретических
моделей для распадов 0 барионов с чармонием в конечном состоянии. Также
были исследованы спектры масс 1 , 1 − и − комбинаций в канале
0 → 1 − . На данной статистике не было обнаружено значительных вкла­
дов от промежуточных резонансных состояний.
В Заключении кратко перечислены основные результаты работы,
которые сводятся к следующему:
– разработан метод восстановления и отбора распадов 0 → (2 ) − и
0 → (2 ) − с использованием распада (2 ) → + − ;
– впервые обнаружен распад 0 → (2 ) − . Измерено отношение пар­
циальной ширины распада 0 → (2 ) − к парциальной ширине
нормировочного канала 0 → (2 ) − . Результат находится в согла­
сии с аналогичными измерениями отношений парциальных ширин в
распадах прелестных адронов;
– разработан метод восстановления и отбора распадов 0 → 1 − ,
0 → 2 − , 0 → 1 − и 0 → 2 − с использованием распадов
1 → / , 2 → / и / → + − ;
– впервые обнаружен распад 0 → 1 − . Измерено отношение пар­
циальной ширины распада 0 → 1 − к парциальной ширине
нормировочного канала 0 → 1 − . Результат находится в согла­
сии с аналогичными измерениями отношений парциальных ширин в
распадах прелестных адронов;
– получено первое свидетельство существования распада 0 → 2 − .
Измерено отношение парциальных ширин между распадами
0 → 2 − и 0 → 1 − ;
– с точностью, превышающей точность предыдущего измерения, по­
лучено отношение парциальных ширин распадов 0 → 2 − и
0 → 1 − .