Документ взят из кэша поисковой машины. Адрес оригинального документа : http://top.sinp.msu.ru/lev/phd/node10.html
Дата изменения: Fri Aug 3 16:50:18 2001
Дата индексирования: Sat Feb 2 21:40:36 2013
Кодировка: koi8-r
Основные процессы next up previous contents
Next: Аномальные связи Up: Анализ возможных аномальных связей Previous: Постановка задачи   Contents

Основные процессы

Рождение одиночного топ-кварка на адронных коллайдерах изучалось в ряде работ [26,56,57] (включая внутренние ссылки). Наиболее полный набор процессов СМ дающих вклад в одиночное рождение топ-кварка исследован в работе [57] и наиболее аккуратные вычисления по NLO поправкам представлены в работе [56]. В недавних работах [58,59] представлен Монте-Карло анализ сигнальных и фоновых процессов. Фейнмановские диаграммы для всех процессов, дающих вклад в рождение топ-кварка были, представлены (1.1) в предыдущей главе. Для поиска отклонений от СМ в структуре $ Wtb$ вершины необходимо найти более жесткие обрезания, выделяющие область фазового пространства, где отклонение от СМ было бы наиболее заметным. Для решения этой проблемы были проведены точные вычисления двух процессов
\begin{subequations}\begin{align}pp &\to b\bar{b}W \\ \intertext{и} pp &\to b\bar{b}W+\text{jet}, \end{align}\end{subequations}

которые включают как сигнальные так и фоновые диаграммы.

Figure: Фейнмановские диаграммы для процесса $ u\bar{d}\to b\bar{b}W$.
\begin{figure} \begin{center} { % picture size control\unitlength=0.7pt \SetW... ...4){3.0} \Text(35,0)[b] {diagr.15} \end{picture} \ } \end{center} \end{figure}

Figure: Феинмановские диаграммы для процесса $ u\bar{d}\to gb\bar{b}W$.
\begin{figure} \begin{center} { % picture size control% picture size control... ...,11.5){3.0} \Text(35,0)[b] {diagr.50} \end{picture}} \end{center} \end{figure}

Фейнмановские диаграммы для процесса (2.1a) показаны на рисунке 2.1 и для (2.1b) на рисунке 2.2 показана часть диаграмм, дающих вклад в процесс  $ u\bar{d}\to b\bar{b}W+$jet. Процессы с глюоном в начальном состоянии не показаны, но включены в вычисления. Полный набор диаграмм включает сигнал от топ-кварка, диаграммы с Хиггс бозоном, КХД диаграммы с глюоном в промежуточном состоянии и несколько других электрослабых диаграмм, которые необходимо учесть. Хиггсовский вклад рассматривается как часть фона. В вычислениях рассматривался легкий Хиггс с массой от 80 до 120 ГэВ, как худший случай для сигнала одиночного топ-кварка, поскольку сечение рождения Хиггса быстро падает с увеличением массы Хиггс бозона [61]. Даже в этом случае Хиггс бозон дает очень малый вклад в часть фазового пространства, наиболее интересную для рождения одиночного топ-кварка.

Все вычисления выполнены с помощью пакета программ CompHEP [33], включая соответствующий учет сингулярностей и сглаживания в сингулярных переменных [62]. В вычислениях была использована CTEQ4M параметризация для партонных функций распределения [63]. Для процесса (2.1a) КХД масштаб выбирался на массе топ-кварка $ M_t$. Этот выбор диктуется тем фактом, что мы выбираем кинематическую область, где два кварка аннигилируют в состояние, близкое к массовой поверхности топ-кварка. Для процессов, включающих $ W$-глюонное слияние, выбор масштаба более тонок, как это отмечено в работе [56]. Следуя этому, мы зафиксировали масштаб на пересечении наших LO сечений с NLO результатами из работы [56]. Эта процедура ведет нас к масштабу КХД  $ Q^2\approx(M_t/2)^2$. Тот факт, что этот масштаб разумно близок к массе топ-кварка, показывает, что коррекции не очень велики и служат в качестве a posteriori оправдания данной процедуры. Следовательно, мы учли важную часть NLO коррекций в наиболее интересной для нас жесткой кинематической области. Наконец, необходимо заметить, что требование на двойной $ b$-tag в жесткой кинематической области подавляет вклады от процессов с $ b$-кварком в начальном состоянии. Следовательно, этот источник теоретической неопределенности [56] для сигнала в этом случае отсутствует.