χcJ(3P)在哪里?

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在当前的工作中,我们通过研究BâKχc1Ï+ process-过程的χc1Ï+Ï-不变质谱,提出Y(4140)作为χc1(3P)状态。 在BâKDD过程的DD不变质谱中,我们发现质量和宽度分别为(4083.0±5.0)和(24.1±15.4)MeV的新共振,这可能是一个 c‡c0(3P)状态的良好候选者。 对workcJ(3P)衰减行为的理论研究在本工作中支持Y(4140

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468KB
衰减χcJ→Σ+p¯KS0+ c.c。(J = 0,1,2)的初步观察

使用BESIII检测器收集的(448.1±2.9)×106ψ(3686)事件样本的E1辐射跃迁ψ(3686)→γχcJ,衰变χcJ→Σ+p¯KS0+ cc(J = 0,1, 2)进行研究。 测得的衰变分支分数为B(χc0→Σ+p¯KS0+ cc)=(3.52±0.19±0.21)×10-4,B(χc1→Σ+p¯KS0+ cc)=(1.53±0.10 ±(0.08)×10-4,且B(χc2→Σ+ pKS0 + cc)=(8.25±0.83±0.49)×10-5,其中第一和第二不确定性分别是统计不确定性和系统不确定性。 在研究过程中没有观察到明显的中间共振。

2020-04-03
751KB
χcJ3P)在哪里?

在当前的工作中,我们通过研究BâKχc1Ï+ process-过程的χc1Ï+Ï-不变质谱,提出Y(4140)作为χc1(3P)状态。 在BâKDD过程的DD不变质谱中,我们发现质量和宽度分别为(4083.0±5.0)和(24.1±15.4)MeV的新共振,这可能是一个 c‡c0(3P)状态的良好候选者。 对workcJ(3P)衰减行为的理论研究在本工作中支持Y(4140

2020-03-22
397KB
观测衰变χcJ→ϕϕη

使用北京电子正对撞机(BEPCII)的BESIII检测器收集的(448.1±2.9)×106ψ(3686)衰减数据样本,我们观察到了衰减χcJ→ϕϕη(J = 0,1,2),其中 χcJ是通过辐射过程ψ(3686)→γχcJ产生的。 测得的分支分数为B(χc0→ϕϕη)=(8.41±0.74±0.62)×10-4,B(χc1→ϕϕη)=(2.96±0.43±0.22)×10-4和B(χc2→ ϕϕη)=(5.33±0.52±0.39)×10-4,其中第一个不确定性是统计的,第二个不确定性是系统的。 我们还在ϕϕ或ηϕ子系统中搜索中间状态,但由于统计量有限,因此未发现任何重要结构。

2020-04-03
462KB
衰变ψ(3686)→γχcJ→γp¯K* +Λ+ c.c的研究。 和ψ(3686)→p¯K* +Λ+ c.c。

基于在BEPCII用BESIII探测器收集到的448.1×106ψ(3686)事件的数据样本,我们对衰变ψ(3686)→γχcJ→γp¯K* +Λ+ c.c进行了研究。 和ψ(3686)→p¯K* +Λ+ c.c。 χcJ→p¯K* +Λ+ c.c的分支分数。 (J = 0、1、2)的测量值为(4.8±0.7±0.5)×10-4,(5.0±0.5±0.4)×10-4和(8.2±0.9±0.7)×10-4, 分别是第一个不确定性是统计性的,第二个不确定性是系统性的。 ψ(3686)→p¯K* +Λ+ c.c的分支分数。 测量为(6.3±0.5±0.5)×10-5。 首次观察到所有这些衰减模

2020-04-21
774KB
$$ \ chi _ {cJ}(1P)$$χcJ(1P)的双扩散电磁衰变的研究

本文研究了双核电磁衰变$$ \ chi _ {cJ}(1P)\ rightarrow J / \ psi e ^ + e ^-$$χcJ(1P)→J /ψe+ e-和$$ \ chi _ {cJ}(1P)\ rightarrow J \ psi \ mu ^ + \ mu ^-$$χcJ(1P)→Jψμ+μ-,其中$$ \ chi _ {cJ} $$χcJ表示$$ \ chi _ { 使用改进的Bethe–Salpeter方法系统地计算了c0} $$χc0,$$ \ chi _ {c1} $$χc1和$$ \ chi _ {c2} $$χc2。 给出了最终轻子对的衰变宽度和不变质量分布的数值

2020-03-26
315KB
X(3872)对χcJπ0和J /ψπ+ π−的衰减

通过使用扩展的Friedrichs方案描述X(3872),其中DD′*被认为是主要成分,我们计算了X(3872)到π0的衰减率以及J = 0的P波waveχcJ态 ,1或2,以及它在Barnes-Swanson模型的帮助下衰减到J /ψπ+π-的速率,其中π+π-假定是通过中间ρ状态产生的。 该计算表明,X(3872)对χc1π0的衰减率比其对J /ψπ+ π−的衰减率小1个数量级,并且对于J = 0、1、2,X(3872)→χcJπ0的衰减宽度 顺序相同

2020-04-19
350KB
电磁达利兹衰变χcJ→μ+ μ−J /ψ的研究

利用BESIII探测器收集到的4.48×108ψ(3686)事件,我们通过辐射衰变ψ(3686)→γχcJ搜索衰变χcJ→μ+ μ−J /ψ,其中J = 0,1,2。 观察到χc1,2→μ+μ-J/ψ的衰减,测得相应的分支分数为B(χc1→μ+μJ/ψ)=(2.51±0.18±0.20)×10-4和B (χc2→μ+μJ/ψ)=(2.33±0.18±0.29)×10-4,其中第一个不确定度是统计的,第二个不确定度是系统的。 没有观察到明显的χc0→μ+μ-J/ψ衰减,并且在90%的置信度下,支化分数的上限确定为2.0×10-5。 另外,我们对衰减χc1,2→μ+μ-J/ψ的Dimuon不变质

2020-04-03
497KB
χcJ→e + e −重新衰减

我们给出了χcJ→e + e-衰减的宽度的计算。 在NRQCD框架内计算过程的幅度。 前导贡献由与电磁回路中两个不同积分域相关的两个术语描述,该电磁回路描述了重夸克-反夸克对的双光子an灭。 NRQCD框架中定义了相应的运算符。 这些算子之一的矩阵元素描述了具有超软光子的配置,并且可以与重介子的较高Fock状态关联。 为了计算这种贡献,我们使用了重强子手性扰动理论。 我们得到这种贡献在数字上占主导地位。 所获得的χc 1和χc 2状态的衰减宽度估计为0。 09 eV和0。 分别为07 eV。

2020-04-02
296KB
OZI抑制的衰变χcJ→ωϕ的观测

利用2009年和2012年用BESIII探测器收集到的(448.1±2.9)×106ψ(3686)事件研究了χcJ(J = 0,1,2)→ω。的衰变。除了先前建立的χc0→ωϕ,第一个观察结果 本文报道了χc1→ωϕ的变化。 测得的产物分支分数为B(ψ(3686)→γχc0)×B(χc0→ωϕ)=(13.83±0.70±1.01)×10-6和B(ψ(3686)→γχc1)×B(χc1→ωϕ )=(2.67±0.31±0.27)×10−6,绝对分支分数为B(χc0→ωϕ)=(13.84±0.70±1.08)×10−5和B(χc1→ωϕ)=(2.80±0.32) ±0.30)×10-5。 我们

2020-04-03
481KB
χb1(3P)和χb2(3P)的观察及其质量测量

使用CERN LHC CMS实验收集的质子-质子碰撞事件样本,通过sample(3S)γ衰变观察到χb1(3P)和χb2(3P)状态。 数据是在13 TeV的质心能量处收集的,对应于80.0 fb-1的综合光度。 di(3S)介子通过其Dimuon衰减通道识别,而低能光子在硅跟踪器中转换为e + e-对后被检测到,从而导致2.2 MeV的χb(3P)质量分辨率。 这是第一次对J = 1和2状态进行良好解析并分别测量其质量:10513.42±0.41(stat)±0.18(syst)MeV和10524.02±0.57(stat)±0.18(syst)MeV; 它们是根据ϒ(3S)质量的世界平均

2020-04-02
434KB
改进的χcJ→Σ+ Σ¯−和Σ0Σ¯0衰减的测量

使用在BEPCII对撞机上用BESIII检测器收集的(448.1±2.9)×106ψ(3686)事件的数据样本,我们给出了衰变χcJ→Σ+Σ¯-和Σ0Σ¯0的分支分数的测量结果。 首次观察到衰减χc1,2→Σ+Σ¯-和Σ0Σ¯0,并以更高的精度测量χc0→Σ+Σ¯-和Σ0Σ¯0衰减的分支分数。 带电和中性模式之间的支化比率与同位旋对称性的预测一致。

2020-04-22
220KB
再次讨论χb(3P)多重态:超细质量分裂和辐射跃迁

根据最近CMS对χb(3P)多重峰候选物的观察,我们在未淬火的夸克模型研究中分析了3P多重峰之间的超精细和质量分裂。 通过CMS协作测量的3P多重峰中χb2和χb1的质量差(10.6±0.64±0.17 MeV)非常接近我们的理论预测(12 MeV)。 我们对χb1和χb0的相应质量分裂使我们能够更准确地预测χb0(3P)的质量为(10490±3)MeV。 此外,我们预测了在非猝灭夸克模型和夸克势模型中χbJ(nP)候选对象的辐射衰减比。 我们预测的χb0(3P)→ϒ(3S)γ的相对分支分数比χb2(3P)小一个数量级; 这自然地解释了在最近的CMS搜索中没有观察到χb0(3P)的情况。 我们

2020-04-03
907KB
对e + e- ation灭产生的专属χcJ+γ的相对论校正

我们在非相对论QCD(NRQCD)分解框架中计算了所有导致相对论校正的e + e- ni灭中χcJ+γ的独家生产。 特别是,我们首次计算了八位位组算子与色电场的感应贡献。 通过在振幅水平上QCD和NRQCD之间的微扰匹配,确定乘以生产长距离矩阵元素(LDME)的匹配系数。 详细讨论了QCD振幅的非相对论性扩展中遇到的技术挑战。 不确定性的主要来源来自不太知名的LDME。 考虑到这一点,我们为s = 10.6 GeV时的生产截面提供以下估计:σ(e + e-→χc0+γ)=(1.4±0.3)fb,σ(e + e-→χc1+γ) =(15.0±3.3)fb,并且σ(e + e-→χc2+γ)=(

2020-04-16
301KB
ψ'->pK+∑0 和χcJ->pK+Lambda过程的测量

ψ'->pK+∑0 和χcJ->pK+Lambda过程的测量,M.Ablikim,BESIII 合作组,Using a sample of 1.06*10^8ψ^prime mesons collected with the BESIII detector at the BEPCII e+e^- collider and χ_{cJ} mesons produced via radiative transitions from the ψ^prime,

2019-12-29
637KB
进一步研究$$ J / \ psi + \ chi _ {cJ} $$ J /ψ+χcJ($$ J = 0,1,2 $$ J = 0,1,2) B工厂的e ^ + e ^-$$ e + e- an灭

通过包括QCD和QED图之间的干扰效应,我们对$$ e ^ + e ^-\ rightarrow J / \ psi + \ chi _ {cJ} $$ e + e的排他生产进行了完整的分析。 -→J /ψ+χcJ($$ J = 0,1,2 $$ J = 0,1,2)在下一个工厂的$$ \ sqrt {s} = 10.6 $$ s = 10.6 GeV 在非相对论QCD框架内,以$$ \ alpha _s $$αs为首尾订单(NLO)级别。 发现表示树级干扰的$$ {\ mathcal {O}}(\ alpha ^ 3 \ alpha _s)$$ O(α3αs)-阶项与通常的NLO QCD校

2020-04-05
566KB
charm(3686)和ψ(3770)→γχcJ的E1跃迁的开放式魅力贡献

在非相对论有效场理论(NREFT)中研究了ψ(3686)和ψ(3770)→γχcJ的E1跃迁,在该理论中系统地包括开放式魅力效应作为主要校正。 它还允许在同一框架中将S–D混合自包含。 我们能够证明,开放式魅力贡献对于理解非相对论领导顺序计算与这些实验数据之间相当意外的差异至关重要

2020-03-22
448KB
观测e + e-→γχc1并在Belle附近10.6 GeV处搜索e + e-→γχc0,γχc2和γηc

使用在质量中心能量10.52、10.58和10.867 GeV处在KEKB非对称能量e + e-撞机处通过Belle检测器收集的数据样本89.5 fb-1、711.0 fb-1和121.4 fb-1, 我们分别研究了排他反应e + e-→γχcJ(J = 0,1,2)和e + e-→γηc。 在s = 10.58 GeV处首次观察到明显的γχc1信号,其显着性为5.1σ,包括系统不确定性。 找不到γχc0,γχc2和γηc最终状态的显着过量,我们将Born横截面(σB)的90%可信度上限设置为10.52 GeV,10.58 GeV和10.867 GeV。 连同在较低质心能量处通过BESIII测

2020-04-04
698KB
在s = 7和8TeV p p碰撞中产生χb介子的研究和衰变χb(3P)→Υ(3S)γ的观察

对质子碰撞质子碰撞数据进行了研究,研究了LHCb的χ介子现象,质子碰撞数据对应于在质心能量s = 7和8 TeV处收集到的3.0 fb-1的综合光度。 起源于χb衰变的¥(nS)介子分数是在速度范围2.0 <y¥<4.5中作为¥横向动量的函数进行测量的。 bb(3P)介子到¥(3S)的辐射过渡是第一次观察到。 Ïb1(3P)的质量确定为mχb1(3P)= 10511.3±1.7±2.5MeV / c2,其中第一个不确定度是统计的,第二个不确定度是系统的。

2020-04-23
994KB
共线性分解方法中的χc对与胶子的联合生产

我们计算质子-质子碰撞中产生χc对的横截面。 gg→χcJ1χcJ2的横截面(特别是对于χc1χc1最终状态而言)比最近在kT分解方法中获得的横截面小得多。 因此,我们使用χc对和一个额外的关联(微型)喷气机来计算次要订单(NLO)贡献。 我们发现这些贡献远大于2→2贡献。 特别是前导胶子(带有很大的动量分数的传入胶子)的发射非常重要。 在kT分解方法中,这些排放被吸收到初始状态的未积分胶子分布中。 对横截面的较小贡献来自在χc介子之间快速发射的中心胶子的产生。 然而,它们确实导致介子之间大的快速距离处的χc对产生的增强。 我们目前的研究解释了以前在kT分解方法中获得的χc对产物的横截面尺寸

2020-04-03
991KB
探索Υ(6S)→χbJϕ和Υ(6S)→χbJω隐底强子跃迁

在这项工作中,我们调查了ron(6S)→χbJω(J = 0,1,2)跃迁的强子环对contributions(6S)→χbJϕ(J = 0,1,2)的贡献。 我们预测Υ(6S)→χb0ϕ,Υ(6S)→χb1ϕ和Υ(6S)→χb2ϕ的分支比为(0.68–4.62)×10-6,(0.50–3.43)×10-6和( 分别为2.22–15.18)×10-6和Υ(6S)→χb0ω,Υ(6S)→χb1ω和Υ(6S)→χb2ω分别为(0.15–2.81)×10-3,(0.63–11.68) ×10-3和(1.08–20.02)×10-3。 特别是,给出了一些反映预测分支比的相对大小的典型比率,即对于fo

2020-04-05
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