Produzione di 0 nei decadimenti barionici di mesoni B in LHCb Produzione di 0 c nei decadimenti...

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UNIVERSIT ` A DEGLI STUDI DI CAGLIARI Facolt` a di Scienze Corso di Laurea in Fisica Produzione di Σ 0 c nei decadimenti barionici di mesoni B in LHCb Relatore Candidata Prof. Biagio Saitta Giulia Frau Anno Accademico 2016-2017

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  • UNIVERSITÀ DEGLI STUDI DI

    CAGLIARI

    Facoltà di Scienze

    Corso di Laurea in Fisica

    Produzione di Σ0c nei decadimentibarionici di mesoni B in LHCb

    Relatore Candidata

    Prof. Biagio Saitta Giulia Frau

    Anno Accademico 2016-2017

  • Abstract

    Obiettivo di questo lavoro di tesi è la determinazione del rap-porto della frazione di diramazione del decadimentoB → pππΣ0(2520) relativamente a B → pππΣ0(2455), at-traverso l’osservazione di risonanze Σc nello spettro di massa(Λcπ) in un decadimento barionico a multicorpi del mesoneB.I dati utilizzati nell’analisi sono stati raccolti dall’apparatoLHCb negli anni 2011 e 2012 in eventi di collisione protone-protone all’acceleratore LHCb del Cern con energia nel centrodi massa di 7 e 8 TeV. Attraverso un’opportuna selezione siisolano gli eventi di interesse e si determina il rapporto tra ilnumero di Σ̄c(2455) e Σ̄c(2520) neutre prodotte.Conoscendo il valore riportato nella letteratura della frazionedi diramazione del decadimento del mesone B nella risonanzaΣ̄0c(2455) si ottiene inoltre la frazione di diramazione assoluta.

  • Indice

    Introduzione 1

    1 L’esperimento LHCb 41.1 L’apparato LHCb . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 41.2 Sistema di tracciamento . . . . . . . . . . . . . . . . . . 51.3 Sistema di identificazione . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71.4 Sistema di Trigger . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 71.5 Dati sperimentali . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

    1.5.1 Raccolta ed elaborazione dei dati . . . . . . . . . 81.5.2 Dati utilizzati . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 8

    2 Selezione degli eventi 102.1 Selezione preliminare . . . . . . . . . . . . . . . . . . . . 102.2 Determinazione del segnale del B . . . . . . . . . . . . . 11

    2.2.1 Condizioni di trigger topologico . . . . . . . . . . 112.2.2 Condizioni sulla ricostruzione del puntamento . . 122.2.3 Identificazione dei protoni . . . . . . . . . . . . . 132.2.4 Scelta dei parametri . . . . . . . . . . . . . . . . 152.2.5 Verifiche di consistenza . . . . . . . . . . . . . . . 18

    3 Identificazione delle Σ0 203.1 Risonanze cariche e neutre . . . . . . . . . . . . . . . . . 203.2 Simulazione Montecarlo . . . . . . . . . . . . . . . . . . 243.3 Parametrizzazione del segnale . . . . . . . . . . . . . . . 263.4 Determinazione del segnale . . . . . . . . . . . . . . . . . 28

    Conclusioni 30

    Bibliografia 32

  • Introduzione

    Fra gli scopi principali dell’esperimento LHCb vi sono la determinazionedell’entità della violazione della simmetria CP nei processi di interazionedebole e lo studio dei decadimenti rari di particelle contenenti quark b e c.L’esperimento si propone, in particolare, di ricercare evidenze sperimen-tali di canali di decadimento di particelle, mesoni o barioni contenentiquark pesanti, proibiti o soppressi dal Modello Standard, con l’intento diconfrontare i dati sperimentali con le previsioni teoriche che vanno oltretale modello, come ad esempio la Supersimmetria.Lo studio accurato di questi decadimenti rari (generalmente caratterizza-ti da branching fraction dell’ordine di 10−5) è reso possibile dalla copiosaproduzione di mesoni B carichi, dell’ordine di circa 4 ·1011/fb−1. Questoconsente anche lo studio dettagliato di particolari tipologie di decadi-mento meno rare, di rilevarne di nuove e di determinare le frazioni didiramazione.In questa tesi si è analizzato il decadimento barionico B+ → pπ+π+Λ̄−c π−con l’intento di studiare gli stati risonanti Λcπ e determinarne per la pri-ma volta la frazione di diramazione relativamente a Σ0c(2455) e Σ

    0c(2520).

    Un precedente lavoro di tesi [1] aveva mostrato l’esistenza della risonanzaΣc(2520) carica, oltre che della già conosciuta Σc(2455) carica.In questo caso, il decadimento del mesone B+ avviene attraverso i se-guenti stadi

    B+ → pπ+π+Σ̄−−c → pπ+π+Λ̄−c π− → pπ+π+π−K−p̄π+

    Questo lavoro di tesi è organizzato nella maniera seguente

    nel capitolo 1 viene brevemente descritta la configurazione dell’ap-parato sperimentale LHCb, con particolare attenzione sulle com-ponenti utili per la ricostruzione del processo di interesse;

    nel capitolo 2 si descrive la procedura di selezione dei dati speri-mentali che portano alla determinazione di un campione di mesoniB carichi;

    nel capitolo 3 si descrive brevemente la simulazione Montecarlo esi presentano la procedura di estrazione del segnale e i risultatiottenuti.

    2

  • Capitolo 1

    L’esperimento LHCb

    1.1 L’apparato LHCb

    La produzione di mesoni B è ottenuta all’interno del Large Hadron Colli-der (LHC) attraverso collisioni protone-protone alle energie di 7 e 8 TeV.La produzione dei protoni avviene attraverso un sistema di accelerazionea quattro stadi: un primo acceleratore lineare, Lina2, immette le par-ticelle a 50 MeV nel primo stadio, il circuito PSB (Proton SynchrotonBooster), da cui fuoriescono con energie di 1 GeV. Una volta immessinel PS (Proton Synchroton) i fasci di protoni raggiungono energie di 26GeV; il terzo stadio di accelerazione, SPS (Super Proton Synchroton)incrementa la loro energia fino a 450 GeV.Lo stadio finale di accelerazione avviene all’interno dell’anello LHC, in cuii fasci sono accelerati parallelamente fino al raggiungimento dell’energiaprevista. Le collisioni hanno luogo in corrispondenza dei siti di installa-zione delle apparecchiature dei quattro esperimenti principali, ATLAS,CMS, ALICE e LHCb.Fra gli scopi principali dell’esperimento LHCb vi è lo studio della rotturadella simmetria CP nei processi di interazione debole in cui siano coin-volte particelle, mesoni o barioni, contenenti quark pesanti quali b o c.Sono prodotti principalmente mesoni B carichi [ub̄], mesoni B neutri chepossono esistere sia come [db̄] che come [sb̄], barioni Λb e, in misura mi-nore, anche mesoni Bc.Queste particelle, aventi masse dell’ordine di 5 GeV, sono estremamenteinstabili e decadono in mesoni e barioni meno massivi: per questo motivonon possono essere osservate direttamente ma solo ricostruite sulla basedelle energie, degli impulsi e della distribuzione spaziale dei loro prodottidi decadimento.L’elaborazione della grandissima mole di dati prodotti che sta alla basedella ricostruzione richiede delle apparecchiature estremamente rapide esensibili. Nel seguito ci si concentrerà solo su alcune delle componentiprincipali dell’apparato sperimentale LHCb schematizzate in Figura 1.1,

    4

  • 1.2 Sistema di tracciamento

    poiché rilevanti ai fini del lavoro di tesi.Dalla Figura 1.1 si evince che l’apparato si sviluppa asimmetricamente ri-spetto al punto di collisione dei protoni; esistono due ragioni fondamentaliche stanno alla base di tale configurazione

    1. i processi di interesse risultano simmetrici rispetto al piano normalealla direzione di propagazione del fascio e passante per il centrodi collisione: un solo spettrometro posizionato alla destra e allasinistra di tale piano è sufficiente per lo studio del processo;

    2. i rilevatori sono collocati in modo tale da massimizzare la pro-babilità di osservazione e misura dei prodotti di decadimento delB. L’adronizzazione dei quark b avviene prevalentemente lungo ladirezione di volo.

    Figura 1.1: Schematizzazione apparato LHCb

    1.2 Sistema di tracciamento

    In prossimità della regione di interazione è collocato il localizzatore divertici, VELO. Il suo compito è quello di ricostruire il vertice primario(cioè il vertice della collisione p-p) e quello del decadimento dovuto al-l’eventuale presenza di un mesone B. Poiché i prodotti di decadimentodel mesone B possono essere anch’essi delle particelle instabili, mediantericostruzioni geometriche, è possibile individuare i vertici di tali processidi decadimento multipli.Il fatto che i tempi di decadimento delle particelle di interesse siano mol-to piccoli, fa s̀ı che la distanza fra il vertice di produzione e quello di

    5

  • 1.2 Sistema di tracciamento

    decadimento sia altrettanto piccola, anche tenendo conto del fattore didilatazione relativistico γ. Al fine di garantire una ricostruzione sufficien-temente accurata dei vertici, è dunque necessario posizionare il rilevatoreVELO alla minima distanza possibile dalla regione di interazione.La risoluzione del rilevatore è di 10 µm lungo la direzione normale alfascio e di 42 µm lungo la direzione parallela al fascio: la minore sen-sibilità dello strumento lungo quest’ultima direzione è dovuta a vincoligeometrici legati alla traiettoria delle particelle.Il parametro d’impatto, nel caso di particelle con elevato impulso tra-sverso, può essere ricostruito con una risoluzione di 20 µm.Il rilevatore VELO fornisce informazioni basilari per la selezione sia deglieventi di segnale che degli eventi di fondo.

    Figura 1.2: Rappresentazione tipologie di tracce possibili

    La ricostruzione delle tracce da parte del rilevatore è perfezionata dallapresenza di quattro camere traccianti, la camera TT posta davanti almagnete deflettore e le camere T1, T2, T3 poste dietro il magnete de-flettore.La prima camera ha il duplice compito di misurare il momento di tut-te quelle particelle che, avendo un basso impulso, vengono deflesse dalmagnete fuori dall’area efficace dei rilevatori posti dietro di esso, oppuredi contribuire, insieme con le camere successive, alla traiettoria (traccia)delle particelle aventi alto momento trasverso.Il numero di rivelatori attivati dal passaggio di una particella determinala tipologia di traccia. In Figura 1.2 sono mostrate le differenti tipologiedi tracce.Nel seguito verranno prese in considerazione solo le cosiddette long tracks,ossia le tracce che comportano l’attivazione dei rivelatori presenti in tuttele camere.

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  • 1.3 Sistema di identificazione

    1.3 Sistema di identificazione

    L’identificazione delle particelle generate nei processi di decadimento delmesoneB avviene attraverso i rilevatori RICH (Ring Imaging CHerenkovdetectors).Il principio fisico che sta alla base del loro funzionamento è l’effettoČerenkov, consistente nell’emissione di radiazione, detta appunto diČerenkov, da parte di una particella carica quando questa attraversaun dielettrico con velocità v superiore alla velocità della luce nel mez-zo c/n, con n indice di rifrazione del mezzo. Lo spettro di emissionepresenta una distribuzione caratteristica, concentrata nella regione del-l’ultravioletto.In accordo con la trattazione elettrodinamico-relativistica del fenomeno,la relazione tra l’angolo di emissione θ, il rapporto β = v/c della particellae l’indice di rifrazione n del mezzo è

    θ =1

    nβ.

    I rilevatori RICH misurano l’angolo di emissione θ e dunque il rapportoβ = p/E della particella. Quest’ultimo, insieme al momento misurato dalsistema di tracciamento, permetterà la determinazione della massa conconseguente assegnazione di un PID (Particle IDentity) alla particella.L’apparato LHCb possiede due rilevatori RICH, RICH1 e RICH2 postirispettivamente a valle e a monte del magnete deflettore (vedi Figura1.1): il primo identifica le particelle a basso impulso (fino a 60 GeV/c)e deviate rispetto alla traiettoria iniziale del fascio con un angolo, dettoangolo polare, compreso tra i 30 e i 300 mrad; il secondo rilevatore sioccupa invece dell’identificazione di particelle a elevato impulso (fino a100 GeV/c) e con angoli di deflessione tra i 15 e i 120 mrad.Le particelle più facilmente identificabili dai RICH sono protoni e kaoni.Questa caratteristica sarà sfruttata nell’analisi dei decadimenti di nostrointeresse poiché contenenti due protoni ed un kaone.

    1.4 Sistema di Trigger

    Gli eventi osservati all’interno di LHCb sono soggetti a una preselezioneimmediata, detta trigger, dalla quale emergono solo i dati ritenuti diinteresse per le analisi.Tale sistema di selezione si articola in due livelli:

    trigger di livello L0, di tipo hardware, sfrutta le informazioni raccol-te dai calorimetri e dal primo rilevatore di muoni (M1), riuscendoa scartare la maggior parte degli eventi di fondo. Tale sistemadi trigger deve operare ad una frequenza prossima a quella a cui

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  • 1.5 Dati sperimentali

    avvengono le collisioni. Al fine di garantire un’elevata velocità dielaborazione, i controlli da esso svolti devono essere poco restrittivied estremamente semplici. La selezione da esso operata riguardal’impulso dei muoni prodotti e la quantità di energia rilasciata neicalorimetri.

    trigger di livello 1, o High Level Trigger (HLT), a sua volta sud-diviso nei due stadi di selezione HLT1 e HLT2. Se le ricostruzionidei vertici di interazione effettuate dal sistema VELO superano laselezione del primo stadio, passano al secondo, in cui solo le traccecontenenti muoni con impulso maggiore di un dato valore di sogliavengono ricostruite.

    Nel 2012, al fine di far fronte all’incremento di luminosità, è stato intro-dotto un ulteriore sistema di trigger, detto deferred trigger. Tale sistemaconsente di registrare sul disco il 20% dei dati provenienti dal trigger L0,di salvarli temporaneamente e di trasferirli al processore HLT solo suc-cessivamente, riducendo cos̀ı i tempi morti nella fase di elaborazione. Idati raccolti, non ancora elaborati, sono quindi scritti su un disco, prontiper le successive fasi di analisi.

    1.5 Dati sperimentali

    1.5.1 Raccolta ed elaborazione dei dati

    I dati salvati su disco sono sottoposti a opportuni algoritmi di ricostru-zione e gli eventi sono suddivisi in varie categorie, contenenti in serie leinformazioni sulle variabile fisiche di interesse, nello stesso ordine con cuisono state raccolte durante la sessione di run.Una successiva fase di elaborazione, detta Data Stripping, consente diselezionare candidati di interesse per una specifica analisi e di raggrup-parli, secondo criteri determinati dalla tipologia di analisi, in strutturedette N − tuple. Queste, contengono le informazioni relative alle par-ticelle selezionate e sono analizzabili attraverso il programma ROOT ,comunemente utilizzato nella Fisica delle Particelle.

    1.5.2 Dati utilizzati

    I dati utilizzati in questa analisi sono stati raccolti negli anni 2011, 2012.I dati raccolti nel 2011 (2012) hanno energie di collisione nel centro dimassa di

    √s = 7 TeV (8 TeV ) e corrispondono a una luminosità integra-

    ta di 1 fb−1 (2 fb−1). Al fine di far fronte ad eventuali errori sistematici,durante la presa dati l’orientazione del campo magnetico utilizzato perdeflettere le particelle cariche è stata periodicamente invertita. Le dueconfigurazioni antiparallele sono state convenzionalmente chiamate UP

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  • 1.5 Dati sperimentali

    e DOWN . I dati sono pertanto raggruppati a seconda dell’anno e dellapolarità del magnete (UP 2011, DOWN 2011, UP 2012 e DOWN 2012).

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  • Capitolo 2

    Selezione degli eventi

    2.1 Selezione preliminare

    I decadimenti di mesoni Bu carichi con un protone e una Λ̄−c nello stato

    finale, specificamente B+u → pπ+π+Λ̄−c π− (B−u → p̄π−π−Λ+c π+) 1 conΛ̄−c → K−p̄π+ sono stati selezionati per la misura oggetto di questo la-voro di tesi, alla ricerca di stati risonanti Σc neutri e carichi.Una prima osservazione relativa alle Σ̄−−c (2520), ossia agli stati doppia-mente carichi, è gia stata riportata [1]. La selezione preliminare era stataopportunamente disegnata per favorire il canale per il quale la risonanzaè fra la Λc o Λ̄c e il pione il cui segno di carica è opposto a quello delprotone.Questa analisi verterà pertanto sugli stati neutri per i quali la risonanzaè da ricercarsi fra la Λc o Λ̄c ed uno dei due pioni il cui segno di carica èuguale a quello del protone.Gli eventi registrati sul disco, acquisiti come detto in precedenza tra glianni 2011 e 2012, sono stati sottoposti a una prima selezione, al fine diisolare gli eventi potenzialmente compatibili con il decadimento a setteparticelle

    B → pp̄ππππK

    rappresentante lo stato finale del processo a tre stadi

    B → Σ̄−−c pπ+π+

    ↪→ Λ̄−c π−

    ↪→ K−p̄π+

    Le principali condizioni imposte dalla selezione preliminare sono le se-guenti:

    1Da questo momento la coniugazione di carica sarà sempre tacitamente assunta,a meno che non sia esplicitamente indicato il contrario.

    10

  • 2.2 Determinazione del segnale del B

    1. si richiede che delle sette particelle prodotte dal decadimento diinteresse, quattro formino il vertice del B e che le rimanenti, oltreche essere compatibili con il decadimento della Λc, Kpπ, siano taliche la loro massa invariante risulti compresa entro un intervallo di±100 MeV dal valore nominale della massa della Λc;

    2. la massa invariante della combinazione delle sette particelle deveessere compresa nell’intervallo [5080, 5480] MeV, cioè ±200 MeVdal valore noto della massa del mesone Bu;

    3. il protone e l’antiprotone (dal decadimento della Λ̄−c ) devono posse-dere un impulso maggiore di 10 GeV per facilitarne l’identificazione;

    4. la coppia di pioni avente stesso segno di carica del protone ed ilpione potenzialmente proveniente dalla Σc devono possedere unimpulso maggiore di 5 GeV e di 2 GeV, rispettivamente.

    Questa prima selezione, volutamente poco restrittiva, riduce il numerodi candidati da 57 milioni a circa 12 milioni, con un numero medio dicandidati per evento pari a 4.6.

    2.2 Determinazione del segnale del B

    Al fine di isolare il segnale, verrà applicata una selezione più severa comedescritto qui di seguito. Essa riguarda in particolare

    la massa della Λc,

    le condizioni di trigger,

    l’effettiva provenienza del B dal vertice di produzione,

    l’identità dei due protoni prodotti nel decadimento.

    In particolare, si richiede che la massa invariante della Λc sia compresanell’intervallo [2266, 2306] MeV, centrato attorno al valore noto dallaletteratura 2286.46 MeV.

    2.2.1 Condizioni di trigger topologico

    La seconda delle condizioni applicate è quella di trigger topologico, con-sistente in una restrizione dei valori dell’impulso e dell’impulso trasversopermessi per una o più particelle coinvolte nel decadimento di interes-se. Si può richiedere che delle sette particelle coinvolte, solo due, tre oquattro, soddisfino queste condizioni di trigger. In questo caso si parladi trigger topologico 2−, 3− o 4− body.

    11

  • 2.2 Determinazione del segnale del B

    Non stupisce il fatto che, maggiore è il numero di particelle che si richie-de ottemperino la condizione, e maggiore è la selettività della restrizioneapplicata.La condizione di trigger topologico imposta su ciascun candidato, è quel-la a quattro corpi.In Figura 2.1 è riportato lo spettro di massa invariante delle sette particel-le per gli eventi soddisfacenti le condizioni relative alla massa invariantedella Λc e quella di trigger topologico. La presenza del segnale è certa-mente visibile, ma non fornisce alcuna informazione quantitativamenterilevante. Risulta dunque necessaria l’applicazione di condizioni semprepiù stringenti che massimizzino il segnale rispetto al fondo.

    Massa invariante 7 - particelle [MeV]5100 5150 5200 5250 5300 5350 5400 5450

    N E

    ntrie

    s

    7500

    8000

    8500

    9000

    9500

    10000

    10500

    11000 Trigger Topologico 4-Corpi

    < 2306 MeV cΛ

    2266 MeV < M

    Figura 2.1: Massa invariante pp̄ππππK per gli eventi sottoposti allacondizione sulla massa della Λ e a quella di trigger topologico.

    2.2.2 Condizioni sulla ricostruzione del puntamento

    Il sistema di tracciamento dell’apparato LHCb consente la ricostruzionedell’impulso totale del B sulla base della quantità di moto della particelleche si ritiene vengano prodotte dal suo decadimento.Il sistema di localizzazione dei vertici permette invece di individuare lacollocazione spaziale dei vertici primario e di decadimento del B.Se con ~rB e ~rp si indicano i vettori che individuano la posizione dei duevertici nello spazio, la direzione di volo del mesone B sarà geometrica-mente individuata dal vettore ~rG = ~rB − ~rp.

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  • 2.2 Determinazione del segnale del B

    Indicato con ~pB l’impulso del B, l’angolo individuato dai versori

    êB =~pB|~pB|

    êG =~rG|~rG|

    individua la deviazione della direzione di volo ricostruita a partire dal-l’impulso, da quella individuata geometricamente. Tale angolo può esserericavato dalla seguente relazione:

    cos θ = êB · êG

    Imporre sui candidati una selezione basata sulla deviazione dell’angolo θdallo zero, significa imporre dei criteri sempre più severi sulla reale pro-venienza del B dal vertice primario di interazione.Poiché gli eventi di fondo del campione non presentano una direzione spa-ziale di provenienza privilegiata, ci si aspetta che l’applicazione di unaselezione basata su tale criterio di puntamento ne riduca notevolmente ilnumero.In Figura 2.2 è riportato lo spettro di massa invariante delle sette parti-celle rappresentato in Figura 2.1, con l’aggiunta della condizione relativaall’angolo di puntamento. Viene in particolare mostrata la variazionedello spettro in funzione della diminuzione dell’angolo di puntamento.L’aumento della severità della condizione applicata determina una cre-scente diminuzione degli eventi di fondo a favore degli eventi di segnale.Si osserva che, il risultato ottenuto imponendo la condizione θ < 14 mrad(cosθ > 0.9999), non si discosta in modo considerevole dal risultato mo-strato in Figura 2.1. Il precedente lavoro [1] ha infatti verificato che menodell’1% dei candidati presenta valori di θ > 14 mrad.

    2.2.3 Identificazione dei protoni

    Come detto in precedenza, i rilevatori RICH, costituenti l’apparatoLHCb, garantiscono un’ottima identificazione delle particelle: a ciascunaparticella viene in particolare attribuita la probabilità che si tratti effet-tivamente di un pione, di un kaone o di un protone.Poiché nel primo e nell’ultimo stadio di decadimento sono prodotti dueprotoni, risulta vantaggioso applicare sul campione di dati, una selezioneriguardante la probabilità di identificazione delle due particelle. Verràin particolare richiesto che tale probabilità risulti maggiore di un certovalore, all’aumentare del quale la condizione imposta risulterà semprepiù selettiva.In Figura 2.3 è riportata la massa invariante delle sette particelle per glieventi soddisfacenti, oltre le condizioni sulla massa della Λ e sul trigger

    13

  • 2.2 Determinazione del segnale del B

    Massa invariante 7 - particelle [MeV]5100 5150 5200 5250 5300 5350 5400 5450

    N E

    ntrie

    s

    0

    2000

    4000

    6000

    8000

    10000

    12000

    14000

    16000

    18000

    20000

    Trigger Topologico 4-Corpi

    < 2306 MeV cΛ

    2266 MeV < M < 14 mrad θ

    Massa invariante 7 - particelle [MeV]5100 5150 5200 5250 5300 5350 5400 5450

    N E

    ntrie

    s

    0

    2000

    4000

    6000

    8000

    10000

    Trigger Topologico 4-Corpi

    < 2306 MeV cΛ

    2266 MeV < M < 4.5 mrad θ

    Massa invariante 7 - particelle [MeV]5100 5150 5200 5250 5300 5350 5400 5450

    N E

    ntrie

    s

    0

    500

    1000

    1500

    2000

    2500

    Trigger Topologico 4-Corpi

    < 2306 MeV cΛ

    2266 MeV < M < 1.4 mrad θ

    Figura 2.2: Massa invariante pp̄ππππK dopo l’aggiunta della condizionesull’angolo di puntamento θ < 14 mrad (cosθ > 0.9999)(rosso), θ < 4.5mrad (cosθ > 0.99999) (blu), θ < 1.4 mrad (cosθ > 0.999999) (verde).

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  • 2.2 Determinazione del segnale del B

    topologico, quella relativa alla probabilità di identificazione dei protoni.In particolare, si richiede che la probabilità di identificazione del protonerelativo al primo stadio e del protone proveniente dalla Λc siano maggioridi 0.4 e 0.3, rispettivamente. Dal confronto con la Figura 2.1 si evinceche l’applicazione di tale condizione contribuisce alla massimizzazionedel segnale rispetto al fondo, senza tuttavia determinarne una notevoleriduzione.Ci si aspetta pertanto che la combinazione delle condizioni riguardanti laprobabilità di identificazione dei protoni e l’angolo di puntamento, pos-sano produrre dei risultati più che soddisfacenti.

    Massa invariante 7 - particelle [MeV]5100 5150 5200 5250 5300 5350 5400 5450

    N E

    ntrie

    s

    0

    200

    400

    600

    800

    1000

    1200

    Trigger Topologico 4-Corpi

    < 2306 MeV cΛ

    2266 MeV < M

    Prob(proton) > 0.4 & Prob(antiproton) >0.3

    Figura 2.3: Massa invariante pp̄ππππK dopo l’aggiunta della condi-zione sulla probabilità di identificazione dei protoni (Prob(pB) > 0.4Prob(pΛ) > 0.3).

    In Figura 2.4 è nuovamente mostrata la variazione dello spettro della mas-sa invariante delle sette particelle in funzione dell’angolo di puntamento,con l’aggiunta della condizione relativa alla probabilità di identificazionedei protoni.

    2.2.4 Scelta dei parametri

    Alla luce delle osservazioni finora riportate, si richiede che i candidati diciascun evento soddisfino le seguenti condizioni:

    1. la massa invariante della Λc deve essere compresa nell’intervallo[2266, 2306] MeV centrato nel valore noto dalla letteratura 2286.46MeV;

    15

  • 2.2 Determinazione del segnale del B

    Massa invariante 7 - particelle [MeV]5100 5150 5200 5250 5300 5350 5400 5450

    N E

    ntrie

    s

    0

    100

    200

    300

    400

    500

    600

    700 Trigger Topologico 4-Corpi < 2306 MeV

    cΛ 2266 MeV < M

    Prob(proton) > 0.4 & Prob(antiproton) >0.3

    < 14 mrad θ

    < 4.5 mrad θ

    < 1.4 mrad θ

    Figura 2.4: Massa invariante pp̄ππππK dopo l’aggiunta della condi-zione sulla probabilità di identificazione dei protoni (Prob(pB) > 0.4Prob(pΛ) > 0.3) e della condizione sull’angolo di puntamento θ < 14 mrad(cosθ > 0.9999)(rosso), θ < 4.5 mrad (cosθ > 0.99999) (blu), θ < 1.4mrad (cosθ > 0.999999) (verde).

    2. deve essere soddisfatta la condizione di trigger topologico;

    3. le probabilità di identificazione dei protoni provenienti dal primoe dal terzo stadio di decadimento, deve essere maggiore di uno deiseguenti valori fissati (0.1, 0.2, 0.3, 0.4, 0.5);

    4. l’angolo di puntamento θ deve essere inferiore a 14.1 mrad, 4.5mrad o 1.4 mrad, corrispondenti alle condizioni cos θ > 0.9999,cos θ > 0.99999 e cos θ > 0.999999.

    Il numero di condizioni ottenibili a partire dalla combinazione dei pa-rametri sopra riportati è piuttosto alto. Lo studio [1] ha verificato che,tra le varie combinazioni, due sono quelle che, pur determinando un ap-prezzabile scarto degli eventi di fondo, conservano il maggior numero dieventi di segnale.La prima delle due combinazioni selezionate impone le seguenti condizio-ni: probabilità di identificazione del protone superiore a 0.4, probabilitàdi identificazione del protone proveniente dalla Λc superiore a 0.3 e va-lore dell’angolo di puntamento minore di 1.4 mrad. Il campione di datisoddisfacente tali condizioni verrà denominato Campione A.La seconda combinazione impone: probabilità di identificazione del pro-tone superiore a 0.4, probabilità di identificazione del protone proveniente

    16

  • 2.2 Determinazione del segnale del B

    dalla Λc superiore a 0.4 e valore dell’angolo di puntamento minore di 1.4mrad. Il campione di dati relativo a tale combinazione verrà invece de-nominato Campione B.Come osservato in precedenza, la molteplicità dei candidati di un singoloevento è in realtà ininfluente ai fini dell’analisi. Nonostante le restrizioniimposte finora abbiano permesso di ridurre notevolmente la molteplicitàmedia degli eventi, per entrambi i campioni selezionati, questa risultaancora maggiore di uno. Ciò comporta verosimilmente la presenza dieventi di fondo indesiderati.Al fine di ridurre a uno il numero di candidati per evento, gli eventi ca-ratterizzati da una molteplicità maggiore di uno, sono stati sottoposti auna procedura di selezione capace di estrarre un candidato random perciascun evento.La scelta delle combinazioni di condizioni è validata dal calcolo del livellodi purezza di segnale, corrispondente alla frazione di eventi di interesse.Il calcolo della purezza di segnale è stato effettuato selezionando nellospettro di massa del B l’intervallo [5180, 5380] MeV, ed eseguendo unaprocedura di fit sui dati compresi in questo intervallo.Le funzioni di prova scelte per la procedura di fit sono:

    una gaussiana per la descrizione del segnale

    f(x) =1

    σ√

    2πexp(−(x− x̄)

    2

    2σ2)

    un polinomio di primo grado per la descrizione del fondo

    f(x) = α + βx

    Una volta ottenuta l’espressione analitica delle due funzioni si osservache, mentre l’integrale della gaussiana calcolato tra gli estremi fissati,restituisce il numero totale di eventi di segnale, l’integrale del polinomiofornisce il numero degli eventi di fondo.Ora, sommando le funzioni scelte per il fit ed integrando, sempre nelmedesimo intervallo, la funzione risultante, ciò che si ottiene è il numerototale di eventi effettivamente contenuti in quel dato intervallo.Il rapporto tra il numero di eventi di segnale e il numero di eventi effetti-vamente contenuti entro un intervallo di ±20 MeV centrato nella massadel B costituisce la purezza del segnale, ossia la frazione di eventi di in-teresse contenuti entro l’intervallo di massa del B.Entrambe le combinazioni sono caratterizzate da un livello di purezzadel segnale superiore al 92% e da una probabilità del χ2 pari a 51.7 perla prima e 47.8 per la seconda, entrambi calcolati rispetto a 45 gradi dilibertà.

    17

  • 2.2 Determinazione del segnale del B

    Per entrambi i campioni di eventi selezionati, sono riportati in Figura2.5 e in Figura 2.6 i fit degli spettri della massa invariante delle setteparticelle.

    / ndf 2χ 51.71 / 45

    Prob 0.2284

    Mass 0.3± 5282

    Sigma 0.26± 12.42

    N0 8.9± 328.5

    Alpha 55.9± 299.4

    Beta 0.01055±0.05318 −

    Massa invariante 7 - particelle [MeV]5100 5150 5200 5250 5300 5350 5400 5450

    N E

    ntrie

    s

    0

    50

    100

    150

    200

    250

    300

    350

    400 / ndf 2χ 51.71 / 45

    Prob 0.2284

    Mass 0.3± 5282

    Sigma 0.26± 12.42

    N0 8.9± 328.5

    Alpha 55.9± 299.4

    Beta 0.01055±0.05318 −

    Figura 2.5: Massa invariante pp̄ππππK con Prob(pB) > 0.4, Prob(pΛ) >0.3 e cosθ > 0.999999 dopo la selezione di un candidato random per evento.

    La struttura presente all’estremità destra di ciascun grafico, per valori in-feriori a circa 5150 MeV, non può essere giustificata come semplice effettodi fondo. Questa infatti, continua a presentarsi anche dopo l’applicazionedi criteri di selezione sempre più severi. Si tratta verosimilmente di even-ti che, pur provenendo dal vertice primario del B, non ne condividonoil valore di massa invariante. La successiva applicazione di un taglio sulvalore di massa invariante del B consentirà di trascurare la presenza ditali eventi.

    2.2.5 Verifiche di consistenza

    Al fine di verificare la correttezza della procedura di fit e della selezioneapplicata sui candidati, si procede con la stima del numero di candidaticontenuti nel picco di massa del B attraverso una procedura alternativa,che permetta di ottenere dei risultati in accordo con quelli ottenuti dallaprocedura precedente.Si selezionano alla sinistra e alla destra del picco di massa del B, dueintervalli, detti sideband, contenenti solo eventi di fondo, ossia non re-lativi al decadimento di interesse. I limiti dei due intervalli selezionatisono rispettivamente [5180, 5220] MeV e [5340, 5380] MeV. Il numero di

    18

  • 2.2 Determinazione del segnale del B

    / ndf 2χ 47.76 / 45

    Prob 0.3612

    Mass 0.3± 5281

    Sigma 0.26± 12.54

    N0 8.4± 303.6

    Alpha 50.5± 224.2

    Beta 0.00954±0.03966 −

    Massa invariante 7 - particelle [MeV]5100 5150 5200 5250 5300 5350 5400 5450

    N E

    ntrie

    s

    0

    50

    100

    150

    200

    250

    300

    350 / ndf 2χ 47.76 / 45

    Prob 0.3612

    Mass 0.3± 5281

    Sigma 0.26± 12.54

    N0 8.4± 303.6

    Alpha 50.5± 224.2

    Beta 0.00954±0.03966 −

    Figura 2.6: Massa invariante pp̄ππππK con Prob(pB) > 0.4, Prob(pΛ) >0.4 e cosθ > 0.999999 dopo la selezione di un candidato random per evento.

    candidati contenuti all’interno di tali intervalli è calcolato attraverso unasomma diretta.In accordo con quanto effettuato nella procedura precedente, la distribu-zione utilizzata per la descrizione del fondo è di tipo lineare: ciò permettedi assumere che il numero di eventi di fondo contenuti nel picco di massadel B, ossia entro l’intervallo [5260, 5300] MeV, possa essere determinatocome media tra il numero di eventi di fondo contenuti all’interno dellasideband di sinistra e quelli contenuti all’interno della sideband di destra.Gli intervalli selezionati per le sideband sono stati scelti appositamentesimmetrici rispetto all’intervallo di massa del B.Il numero di eventi di fondo appartenenti al picco di massa del B, stima-to tramite questa procedura alternativa, dovrà poi essere sottratto aglieventi appartenenti al picco della massa invariante della Σ, in modo taleda scartare statisticamente gli eventi non provenienti dal decadimentodel B. Per comodità, quindi, la regione di massa all’interno dell’interval-lo [5260, 5300] MeV sarà denominata segnale (S), mentre le due regionicorrispondenti alle sideband destra e sinistra saranno denominate fondo(F). Questa procedura verrà ripresa nel Capitolo 3.

    19

  • Capitolo 3

    Identificazione delle Σ0

    3.1 Risonanze cariche e neutre

    La combinazione carica dello spettro di massa invariante Λcπ, relativa-mente al campione A, è mostrata in Figura 3.1.

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione carica (2400 2450 2500 2550 2600 2650 2700 2750 2800 2850

    N E

    ntrie

    s

    0

    20

    40

    60

    80

    100

    120

    140

    160

    180

    200

    220

    Figura 3.1: Spettro di massa invariante della combinazione carica Λcπper il campione A.

    Per la combinazione neutra esiste tuttavia un’ambiguità dovuta alla pre-senza di due pioni aventi segno opposto a quello della Λc. Lo spettrocorrispondente a queste due configurazioni è mostrato nella Figura 3.2.Come è evidente, i due spettri mostrano notevoli differenze e ciò è dovu-to al fatto che, nel software di ricostruzione, i pioni di una data caricasono ordinati per valori decrescenti dell’impulso e dell’impulso trasverso.

    20

  • 3.1 Risonanze cariche e neutre

    ) [MeV]1

    π ΛMassa invariante combinazione neutra (2400 2450 2500 2550 2600 2650 2700 2750 2800 2850

    N E

    ntrie

    s

    0

    10

    20

    30

    40

    50

    60

    70

    ) [MeV]2

    π ΛMassa invariante combinazione neutra (2400 2450 2500 2550 2600 2650 2700 2750 2800 2850

    N E

    ntrie

    s

    0

    20

    40

    60

    80

    100

    120

    140

    160

    Figura 3.2: Spettro di massa invariante della combinazione neutra Λcπper il campione A per il pione 1 e 2 rispettivamente.

    Poiché nel decadimento Σc → Λcπ il pione possiede nel centro di mas-sa impulsi rispettivamente di 94 e 180 MeV a seconda che si tratti diΣc(2455) o Σc(2520), vengono privilegiati pioni di impulso più basso nellaboratorio, dunque il secondo rispetto al primo.Questo è corroborato dai risultati di una simulazione Montecarlo, de-scritta in seguito, mostrati in Figura 3.3.Per entrambe le configurazione si osserva la presenza di una risonanzacentrata intorno al valore noto della massa della Σc(2455) (a) e dellaΣc(2520) (b). Tuttavia, è evidente che, la configurazione corrispondenteal pione 1 è soppressa rispetto a quella contenente il pione 2. Si osservi

    21

  • 3.1 Risonanze cariche e neutre

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione neutra (2400 2450 2500 2550 2600 2650 2700 2750 2800 2850 2900

    N E

    ntrie

    s

    0

    200

    400

    600

    800

    1000

    1200

    1400

    1600

    1800 (2455)0cΣ(a) Campione MC

    1π Λ Combinazione

    2π Λ Combinazione

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione neutra (2400 2450 2500 2550 2600 2650 2700 2750 2800 2850 2900

    N E

    ntrie

    s

    0

    200

    400

    600

    800

    1000

    1200

    1400

    1600 (2520)0cΣ (b) Campione MC

    1π Λ Combinazione

    2π Λ Combinazione

    Figura 3.3: Spettro di massa invariante della combinazione neutra Λcπper il pione 1 e 2 per eventi simulati contenenti Σ0c(2455) (a) e Σ

    0c(2520)

    (b).

    che per entrambe le configurazioni, il numero di eventi è identico, con ladifferenza che, nella combinazione 1, la massa invariante è oltre il limitemostrato nell’istogramma.Pertanto, da questo momento in poi, solamente la combinazione corri-spondente al secondo pione (ossia quello di impulso minore) sarà presain considerazione. Poiché questo ha effetti simili sulle due Σc, verosi-milmente non influenzerà il loro rapporto. Nelle Figure 3.4 e 3.5 sonomostrati gli spettri di massa corrispondenti rispettivamente alle Figure3.1 (carica) e 3.2 (b) (neutra) limitatamente agli eventi compresi nella

    22

  • 3.1 Risonanze cariche e neutre

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione carica (2400 2450 2500 2550 2600 2650 2700 2750 2800 2850

    N E

    ntrie

    s

    0

    20

    40

    60

    80

    100

    120

    140

    160

    Figura 3.4: Spettro della massa invariante della Σc carica relativo alcampione A limitatamente agli eventi nella regione di segnale.

    ) [MeV]2

    π ΛMassa invariante combinazione neutra (2400 2450 2500 2550 2600 2650 2700 2750 2800 2850

    N E

    ntrie

    s

    0

    20

    40

    60

    80

    100

    Figura 3.5: Spettro della massa invariante della Σc neutra relativo alcampione A limitatamente agli eventi nella regione di segnale.

    regione di segnale S intorno alla massa del Bu.La Figura 3.5 mostra chiaramente due risonanze centrate intorno ai valorinoti della massa delle Σc e costituisce la prima osservazione del decadi-mento B+u → pπ+π−Σ̄0c(2520).Un risultato simile si ottiene anche per il campione B.Come osservato nel Capitolo 2, allo spettro della massa invariante dellaΣ, bisognerà sottrarre gli eventi che, pur trovandosi nel picco di massa

    23

  • 3.2 Simulazione Montecarlo

    del B, non rappresentano realmente dei B.La verifica di consistenza della selezione applicata ha permesso di deter-minare quanti di questi eventi contribuiscono allo spettro di massa dellaΣ.Nelle Figure 3.6 e 3.7 sono riportati gli spettri di massa della Σ carica eneutra limitatamente a quegli eventi appartenenti alla regione di fondoF.

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione carica (2400 2500 2600 2700 2800 2900 3000 3100 3200 3300 3400

    N E

    ntrie

    s

    0

    2

    4

    6

    8

    10

    12

    14

    16

    18

    Regione di Fondo (F)

    Figura 3.6: Spettro della massa invariante della Σc carica relativo alcampione A limitatamente agli eventi nella regione di fondo.

    Nelle Figure 3.8 e 3.9 sono invece riportati gli spettri di massa inva-riante della Σ carica e neutra, limitatamente agli eventi contenuti nellaregione di segnale S, a cui sono stati sottratti, bin per bin, gli eventiattribuili al fondo (quindi provenienti non da decadimenti di B) che tut-tavia hanno massa invariante compresa nell’intervallo [5260, 5300] MeVrappresentante la regione di segnale.

    3.2 Simulazione Montecarlo

    Nel corso dell’analisi sono stati utilizzati eventi provenienti da simulazioniMontecarlo appartenenti a cinque diverse configurazioni. Per ciascunaconfigurazione sono state generate circa 2 · 106 collisioni protone-protonein cui è prodotto un B+u (o il suo coniugato di carica B

    −u ) forzato a

    decadere in

    1. Σ̄−−c (2455)pπ+π+ (denominato Campione S2455C)

    2. Σ̄−−c (2520)pπ+π+ (denominato Campione S2520C)

    24

  • 3.2 Simulazione Montecarlo

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione neutra (2400 2500 2600 2700 2800 2900 3000 3100 3200 3300 3400

    N E

    ntrie

    s

    0

    2

    4

    6

    8

    10

    12

    14

    16

    18

    20

    Regione di Fondo (F)

    Figura 3.7: Spettro della massa invariante della Σc neutra relativo alcampione A limitatamente agli eventi nella regione di fondo.

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione carica (2400 2500 2600 2700 2800 2900 3000 3100 3200 3300 3400

    N E

    ntrie

    s

    0

    20

    40

    60

    80

    100

    120 Regione di Segnale (S) Fondo Sottratto

    ) caricaπ cΛ Combinazione (

    Figura 3.8: Spettro della massa invariante della Σc carica relativo alcampione A sottratto degli eventi di fondo compresi nella regione F.

    3. Σ̄0c(2455)pπ+π− (denominato Campione S24550)

    4. Σ̄0c(2520)pπ+π− (denominato Campione S25200)

    5. pπ+π+Λ̄−c π− (denominato Campione NORES)

    Le Σ sono forzate a decadere in Λcπ, mentre la Λc è forzata a deca-dere nello stato finale pKπ con una frazione di diramazione del 100%

    25

  • 3.3 Parametrizzazione del segnale

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione neutra (2400 2500 2600 2700 2800 2900 3000 3100 3200 3300 3400

    N E

    ntrie

    s

    0

    10

    20

    30

    40

    50

    60

    70

    80 Regione di Segnale (S) Fondo Sottratto

    ) neutraπ cΛ Combinazione (

    Figura 3.9: Spettro della massa invariante della Σc neutra relativo alcampione A sottratto degli eventi di fondo compresi nella regione F.

    attraverso canali risonanti e non. Si richiede inoltre che i prodotti di de-cadimento del B siano all’interno dell’accettanza di LHCb. Il campioneMontecarlo utilizzato per questo lavoro di tesi [2] è al livello ”rivelatore”(”MC-detector”), nel senso che si tratta di un campione di eventi com-pletamente ricostruiti dal detector LHCb, ai quali sarà applicata unaselezione simile a quella applicata ai dati e che pertanto potrà essereconfrontata direttamente con i dati sperimentali 1 .L’unica condizione non utilizzata a questo livello, è quella relativa allaidentificazione delle particelle, per la quale si utilizzano procedure basatesui dati.Il Montecarlo è usato per determinare la forma dello spettro di mas-sa invariante dei canali risonanti e non, che contribuiscono in manieracomplessa e non conosciuta a quello ottenuto nei dati. Per esempio, lacombinazione neutra Λcπ, riceve contributi sia dalle Σ(2455) e Σ(2520)neutre, sia dal canale non risonante, ma anche dalle Σ(2455) e Σ(2520)cariche poiché viene usata la combinazione errata di carica. Si presumeinfatti che il fondo combinatorio sia già stato sottratto con la proceduradescritta in precedenza che utilizza le sideband.

    3.3 Parametrizzazione del segnale

    Nell’ipotesi in cui i contributi delle risonanze siano limitate alle regionidi massa inferiori al valore 2800 MeV (ossia che non vi siano decadimenti

    1Quanto mostrato nelle Figure 3.3 è stato ottenuto tramite questo Montecarlo.

    26

  • 3.3 Parametrizzazione del segnale

    in risonanze oltre la Σ(2520)), la parte dello spettro di massa invariantedel canale neutro (Figura 3.9) dovrebbe poter essere descritta da unaopportuna combinazione di contributi da parte del canale non risonantee di quelli risonanti nel canale doppiamente carico. A tal fine è stataindividuata, attraverso l’analisi degli eventi simulati, la forma degli spet-tri, da poter poi utilizzare in un fit globale dei dati per determinarne irelativi contributi.In Figura 3.10 (a), (b), (c), sono mostrati gli spettri delle combinazionineutre di massa invariante Λcπ normalizzati, per i tre casi sopra citati,con sovrapposto a ciascuno di essi il risultato di un fit polinomiale diquarto grado che ne costituirà l’approssimazione.Si osservi tuttavia che i tre spettri mostrano un andamento abbastanzasimile fra loro, specialmente nella regione ad alte masse, che ne rendedifficile la discriminazione.

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione neutra (2400 2500 2600 2700 2800 2900 3000 3100 3200 3300 34000

    0.005

    0.01

    0.015

    0.02

    0.025

    (a) Non Risonante

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione neutra (2400 2500 2600 2700 2800 2900 3000 3100 3200 3300 34000

    0.002

    0.004

    0.006

    0.008

    0.01

    0.012

    0.014

    0.016

    0.018

    (2455) ++cΣ (b)

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione neutra (2400 2500 2600 2700 2800 2900 3000 3100 3200 3300 34000

    0.002

    0.004

    0.006

    0.008

    0.01

    0.012

    0.014

    0.016

    0.018

    0.02

    (2520) ++cΣ (c)

    Figura 3.10: Spettri fittati delle combinazioni neutre di massa invarianteΛcπ, normalizzati, provenienti dal canale non risonante (a), dalle Σ(2455)cariche (b) e dalle Σ(2520) cariche (c).

    Le parametrizzazioni ottenute sono state utilizzate per un fit ai dati spe-rimentali per valori di massa invariante compresi entro l’intervallo 2850MeV e 3300 MeV ed i risultati sono mostrati in Figura 3.11.Nella Figura 3.11 (a) è mostrato il risultato del fit in cui sono stati tenutiin considerazione tutti i possibili contributi (quello non risonante e quellidelle Σ(2455) e Σ(2520) cariche).La forma molto simile dei tre spettri, rende difficile la loro separazione.

    27

  • 3.4 Determinazione del segnale

    Figura 3.11: Le linee rosse sono il risultato di fit ai dati nell’intervallo dimassa invariante 2850-3300 MeV per le combinazioni neutre Λcπ usandosolo il contributo non risonante (b), quello della Σ(2455) carica (c), quellodella Σ(2520) carica (d) e tutti e tre le sorgenti (a). Le linee blu sono leestrapolazioni del risultato a basse masse.

    Questo è mostrato nelle Figure 3.11 (b), (c), (d), dove i dati sono statiapprossimati utilizzando solo contributi singoli dei tre canali. Per ciascu-no di questi fit, si ottengono valori simili del χ2 rendendo impossibile ladiscriminazione, come per altro sospettato. Le linee blu rappresentanol’estrapolazione a basse masse dei risultati del fit.

    3.4 Determinazione del segnale

    In Figura 3.12 è riportato lo spettro di massa invariante della combina-zione neutra Λcπ nella regione delle basse masse. Come nel caso del B,per determinare il numero di eventi di segnale relativi alle Σc(2455) eΣc(2520) si è fatto ricorso a una procedura di fit.La funzione utilizzata per il fit è, in questo caso, una sovrapposizione didue Breit-Wigner per la descrizione del segnale, e di un polinomio per ladescrizione del fondo, ed il risultato è rappresentato dalla curva rossa inFigura 3.12.Le aree solide in blu e verde rappresentano il contributo delle due riso-nanze neutre. Dal fit si ottiene anche il numero di eventi di segnale cherisulta essere 230± 34 per la Σc(2455) e 158± 30 per la Σc(2520).

    28

  • 3.4 Determinazione del segnale

    ) [MeV]π ΛMassa invariante combinazione neutra (2450 2500 2550 2600 2650

    N E

    ntrie

    s

    0

    10

    20

    30

    40

    50

    60

    70

    Figura 3.12: Spettro di massa invariante relativa alla combinazioneneutra Λcπ nella regione di basse masse.

    Quest’ultimo risultato corrobora dal punto di vista statistico l’afferma-zione che si tratta della prima osservazione del decadimento B+u →pπ+π−Σ̄0c .Assumendo che le efficienze di selezione di rivelazione siano uguali perle due Σ di masse leggermente diverse, i numeri ottenuti consentono dideterminare il rapporto fra le frazioni di diramazione che risulta pertantoessere

    BF (B → pππΣ0(2520))BF (B → pππΣ0(2455))

    = 0.69± 0.16

    Utilizzando il valore riportato nel PDG di (3.5 ± 1.0) · 10−4 per il bran-ching fraction del B → pππΣ0(2455) si ottiene per B → pππΣ0(2520) ilbranching fraction assoluto di (2.4± 0.9) · 10−4.

    29

  • Conclusioni

    Utilizzando i dati raccolti dall’esperimento LHCb è stato studiato il de-cadimento barionico del mesone B+u → pπ+π+Λ̄−c π− e del suo coniugatodi carica B−u .Una procedura di selezione basata su criteri di trigger topologico, dipuntamento del mesone B al vertice primario e di identificazione deiprotoni, ha permesso di isolare un campione di B±u con purezza mag-giore del 92%. Un fit allo spettro di massa della combinazione neu-tra Λcπ ha permesso di osservare per la prima volta il decadimentoB+u → pπ+π−Σ̄0c(2520) e di misurarne il rapporto di diramazione rispettoal decadimento B+u → pπ+π−Σ̄0c(2455) che è risultato essere 0.69± 0.16.

    30

  • Bibliografia

    [1] A. Cappai, Tesi di Laurea Triennale A.A. 2014-2015. 2, 10

    [2] C. Vacca, Tesi di Dottorato XXIX Ciclo A.A. 2015-2016.26

  • Ringraziamenti

    Desidero ringraziare il professor Saitta, oltre che per i preziosi insegna-menti, per la disponibilità e la pazienza dimostratemi durante tutto ilperiodo di stesura della tesi.Ringrazio la mia famiglia, per avermi sempre appoggiato e incoraggiatonelle scelte della vita, ma soprattutto per avermi permesso di realizzarei miei desideri.Un ringraziamento speciale va a Matteo, che ha saputo sostenermi neimomenti più difficili di questo percorso.Ringrazio infine colleghi e amici, per aver reso unici e piacevoli questianni di Università.

    34

    Introduzione1 L'esperimento LHCb1.1 L'apparato LHCb1.2 Sistema di tracciamento1.3 Sistema di identificazione1.4 Sistema di Trigger1.5 Dati sperimentali1.5.1 Raccolta ed elaborazione dei dati1.5.2 Dati utilizzati

    2 Selezione degli eventi2.1 Selezione preliminare2.2 Determinazione del segnale del B2.2.1 Condizioni di trigger topologico2.2.2 Condizioni sulla ricostruzione del puntamento2.2.3 Identificazione dei protoni2.2.4 Scelta dei parametri2.2.5 Verifiche di consistenza

    3 Identificazione delle 03.1 Risonanze cariche e neutre3.2 Simulazione Montecarlo3.3 Parametrizzazione del segnale3.4 Determinazione del segnale

    ConclusioniBibliografia