[論文レビュー] Decay modes B{sub d,s}{sup 0}{yields}{gamma}D*{sup 0}

J. A. Macdonald Sørensen, J. O. Eeg|arXiv (Cornell University)|Feb 1, 2007

Particle physics theoretical and experimental studies参考文献 38被引用数 4

ひとこと要約

本論文は、B⁰_d,s → γD*⁰ の放射性崩壊を調査し、カラフルな四クォーク演算子に由来する非因子化可能な 1/N_c-補正項—主にソフトグルーオンの放出によって支配される—が、因子化可能な極・非極および準素粒子交換メカニズムを上回ることを示している。ハイパーチャート限界において、Br(B⁰_d → γD*⁰) は約 1×10⁻⁵、Br(B⁰_s → γD*⁰) は約 6×10⁻⁷ と推定され、大きな b–c クォーク質量差があるにもかかわらず、振幅のオーダーが正しいと予想される。

ABSTRACT

The various decay modes of the type B{yields}{gamma}D* are dynamically different. In general, there are factorized contributions of pole and nonpole type, and pseudoscalar exchange contributions at meson level. The purpose of this paper is to point out that the decay modes B{sub d,s}{sup 0}{yields}{gamma}D*{sup 0} have small contributions from such mechanisms, in contrast to the decay modes B{sub d,s}{sup 0}{yields}{gamma}D*{sup 0} and B{sup -}{yields}{gamma}D{sub s,d}*{sup -}. On the other hand, there are nonfactorizable 1/N{sub c} suppressed contributions from colored four quark operators obtained from Fierz transformations of the standard four quark operators. Such 1/N{sub c} suppressed terms involving emission of soft gluons are calculated within a heavy-light chiral quark model, and they are found to dominate the amplitudes for the decay modes B{sub d,s}{sup 0}{yields}{gamma}D*{sup 0}. We estimate the branching ratio for these modes in the low velocity regime, i.e. in the heavy quark limit, both for the b and the c quarks. In this limit we obtain a value {approx_equal}1x10{sup -5} for B{sub d}{sup 0}{yields}{gamma}D*{sup 0}, and {approx_equal}6x10{sup -7} for B{sub s}{sup 0}{yields}{gamma}D*{sup 0}. We expect substantial corrections to these numbers because the energy gap between the b- and c-quark masses are significantly bigger than 1 GeV. However,more » we expect that our estimates of the amplitudes for B{sub d,s}{sup 0}{yields}{gamma}D*{sup 0} give the right order of magnitude because other mechanisms are numerically suppressed in this special case.« less

研究の動機と目的

• B⁰_d,s → γD*⁰ の放射性崩壊における支配的ダイナミクスを理解すること。これは他の B → γD*⁰ モードとは異なる。
• なぜ因子化可能な寄与（極、非極、準素粒子交換）がこれらの特定の崩壊において抑制されるのかを特定すること。
• カラフルな四クォーク演算子に由来する非因子化可能な 1/N_c-補正項が、崩壊振幅を決定づける役割を評価すること。
• ハイパーチャート限界において、重い-軽いチャイralクォークモデルを用いて B⁰_d → γD*⁰ および B⁰_s → γD*⁰ の分岐比を推定すること。
• 大きな b–c クォーク質量ギャップがあるにもかかわらず、これらの推定値の頑健性を評価すること。

提案手法

• カラフルな四クォーク演算子に由来する非因子化可能な 1/N_c-補正項を計算するために、重い-軽いチャイralクォークモデルを用いる。
• 標準的な四クォーク演算子に Fierz 変換を適用し、ソフトグルーオン放出を伴う寄与を抽出する。
• 低速度領域におけるハイパーチャート対称性の仮定の下で、B⁰_d,s → γD*⁰ の振幅を計算する。
• ハイパーチャート限界において分岐比を評価し、b および c クォークの両方がハイパーチャート限界にあると仮定する。
• 非因子化可能な寄与の相対的サイズを因子化可能なメカニズムと比較し、その支配的であることを正当化する。
• 大きな b–c クォーク質量差（Δm > 1 GeV）がハイパーチャート限界推定値の有効性に与える影響を評価する。

実験結果

リサーチクエスチョン

• RQ1 なぜ因子化可能な寄与（極、非極、準素粒子交換）は他の B → γD*⁰ モードとは異なり、B⁰_d,s → γD*⁰ 崩壊において抑制されるのか？
• RQ2 因子化可能なメカニズムが顕著でない状況下で、B⁰_d,s → γD*⁰ 崩壊の振幅に支配的な寄与は何か？
• RQ3 カラフルな四クォーク演算子に由来する非因子化可能な 1/N_c-補正項は、B⁰_d,s → γD*⁰ 崩壊の振幅にどのように影響を与えるか？
• RQ4 ハイパーチャート限界における B⁰_d → γD*⁰ および B⁰_s → γD*⁰ の予測分岐比は何か？
• RQ5 大きな b–c クォーク質量差は、これらの崩壊におけるハイパーチャート限界推定値の妥当性をどの程度損なうか？

主な発見

• B⁰_d → γD*⁰ 崩壊の分岐比は、ハイパーチャート限界において約 1×10⁻⁵ と予測される。
• B⁰_s → γD*⁰ 崩壊の分岐比は、ハイパーチャート限界において約 6×10⁻⁷ と予測される。
• カラフルな四クォーク演算子に由来する非因子化可能な 1/N_c-補正項—主にソフトグルーオンの放出によって支配される—が、B⁰_d → γD*⁰ および B⁰_s → γD*⁰ 崩壊の両方の振幅を支配している。
• 極、非極、準素粒子交換などの因子化可能な寄与は、これらの特定の崩壊モードにおいて数値的に抑制されている。
• b–c クォーク質量ギャップによる大きな補正があるにもかかわらず、振幅の推定値は正しいオーダーであると予想される。
• 非因子化振幅におけるソフトグルーオン放出の支配的役割が、これらの崩壊における他のメカニズムの抑制を説明している。