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Violación de número leptónico en τ− → π+µ−µ−ντen el experimento Belle II
Mayo 2016
Presenta:
MC. David Rodríguez Pérez
Asesores:Dr. Pedro Podesta Lerma Dra. Isabel Domínguez Jiménez
XXX Reunión Anual de la División de Partículas y Campos de la SMF
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0Contenido
Introducción
HipótesisSuperKEKBBelle IIObjetivos
Basf2(Belle Analysis Framework 2)Antecedentes
Búsqueda de ∆L = 2
Análisis
Conclusiones
Planes
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1Modelo Estándar
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2Motivación
I Entonces el neutrino es νL o νR
I Lm(x) = −mν̄(x)ν(x) = −m(ν̄L(x)νR(x) + ν̄R(x)νL(x)) = 0I consecuencia, m = 0I ν(x) = νL(x) (Goldhaber, Grondzins y Sunyar en 1958)I · · ·I Conservación del número leptónicoI · · ·I Problema de los neutrinos solares, 1970I Oscilación de neutrinos, 2002. m 6= 0!
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2Motivación
I Entonces el neutrino es νL o νR
I Lm(x) = −mν̄(x)ν(x) = −m(ν̄L(x)νR(x) + ν̄R(x)νL(x)) = 0
I consecuencia, m = 0I ν(x) = νL(x) (Goldhaber, Grondzins y Sunyar en 1958)I · · ·I Conservación del número leptónicoI · · ·I Problema de los neutrinos solares, 1970I Oscilación de neutrinos, 2002. m 6= 0!
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2Motivación
I Entonces el neutrino es νL o νR
I Lm(x) = −mν̄(x)ν(x) = −m(ν̄L(x)νR(x) + ν̄R(x)νL(x)) = 0I consecuencia, m = 0
I ν(x) = νL(x) (Goldhaber, Grondzins y Sunyar en 1958)I · · ·I Conservación del número leptónicoI · · ·I Problema de los neutrinos solares, 1970I Oscilación de neutrinos, 2002. m 6= 0!
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2Motivación
I Entonces el neutrino es νL o νR
I Lm(x) = −mν̄(x)ν(x) = −m(ν̄L(x)νR(x) + ν̄R(x)νL(x)) = 0I consecuencia, m = 0I ν(x) = νL(x) (Goldhaber, Grondzins y Sunyar en 1958)
I · · ·I Conservación del número leptónicoI · · ·I Problema de los neutrinos solares, 1970I Oscilación de neutrinos, 2002. m 6= 0!
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2Motivación
I Entonces el neutrino es νL o νR
I Lm(x) = −mν̄(x)ν(x) = −m(ν̄L(x)νR(x) + ν̄R(x)νL(x)) = 0I consecuencia, m = 0I ν(x) = νL(x) (Goldhaber, Grondzins y Sunyar en 1958)I · · ·
I Conservación del número leptónicoI · · ·I Problema de los neutrinos solares, 1970I Oscilación de neutrinos, 2002. m 6= 0!
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2Motivación
I Entonces el neutrino es νL o νR
I Lm(x) = −mν̄(x)ν(x) = −m(ν̄L(x)νR(x) + ν̄R(x)νL(x)) = 0I consecuencia, m = 0I ν(x) = νL(x) (Goldhaber, Grondzins y Sunyar en 1958)I · · ·I Conservación del número leptónico
I · · ·I Problema de los neutrinos solares, 1970I Oscilación de neutrinos, 2002. m 6= 0!
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2Motivación
I Entonces el neutrino es νL o νR
I Lm(x) = −mν̄(x)ν(x) = −m(ν̄L(x)νR(x) + ν̄R(x)νL(x)) = 0I consecuencia, m = 0I ν(x) = νL(x) (Goldhaber, Grondzins y Sunyar en 1958)I · · ·I Conservación del número leptónicoI · · ·
I Problema de los neutrinos solares, 1970I Oscilación de neutrinos, 2002. m 6= 0!
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2Motivación
I Entonces el neutrino es νL o νR
I Lm(x) = −mν̄(x)ν(x) = −m(ν̄L(x)νR(x) + ν̄R(x)νL(x)) = 0I consecuencia, m = 0I ν(x) = νL(x) (Goldhaber, Grondzins y Sunyar en 1958)I · · ·I Conservación del número leptónicoI · · ·I Problema de los neutrinos solares, 1970
I Oscilación de neutrinos, 2002. m 6= 0!
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2Motivación
I Entonces el neutrino es νL o νR
I Lm(x) = −mν̄(x)ν(x) = −m(ν̄L(x)νR(x) + ν̄R(x)νL(x)) = 0I consecuencia, m = 0I ν(x) = νL(x) (Goldhaber, Grondzins y Sunyar en 1958)I · · ·I Conservación del número leptónicoI · · ·I Problema de los neutrinos solares, 1970I Oscilación de neutrinos, 2002. m 6= 0!
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3Hipótesis
Neutrino como partícula de Dirac
I Presencia de singletes fermiónicos NR
I Conservación del número leptónico LI Acoplamientos de Yukawa muy pequeños
Neutrino como partícula de Majorana
I Singletes de mano derecha muy pesadosI No conservación del número leptónico
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3Hipótesis
Neutrino como partícula de DiracI Presencia de singletes fermiónicos NR
I Conservación del número leptónico LI Acoplamientos de Yukawa muy pequeños
Neutrino como partícula de Majorana
I Singletes de mano derecha muy pesadosI No conservación del número leptónico
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3Hipótesis
Neutrino como partícula de DiracI Presencia de singletes fermiónicos NR
I Conservación del número leptónico L
I Acoplamientos de Yukawa muy pequeños
Neutrino como partícula de Majorana
I Singletes de mano derecha muy pesadosI No conservación del número leptónico
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3Hipótesis
Neutrino como partícula de DiracI Presencia de singletes fermiónicos NR
I Conservación del número leptónico LI Acoplamientos de Yukawa muy pequeños
Neutrino como partícula de Majorana
I Singletes de mano derecha muy pesadosI No conservación del número leptónico
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3Hipótesis
Neutrino como partícula de DiracI Presencia de singletes fermiónicos NR
I Conservación del número leptónico LI Acoplamientos de Yukawa muy pequeños
Neutrino como partícula de MajoranaI Singletes de mano derecha muy pesados
I No conservación del número leptónico
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3Hipótesis
Neutrino como partícula de DiracI Presencia de singletes fermiónicos NR
I Conservación del número leptónico LI Acoplamientos de Yukawa muy pequeños
Neutrino como partícula de MajoranaI Singletes de mano derecha muy pesadosI No conservación del número leptónico
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4Experimento Belle II
I Localizado en el laboratorio KEK
I Fabrica de mesones B’sI Colisiona e+ a 4 GeV y e− 7 GeV (SuperKEKB)I En el punto de interacción se localiza el detector Belle II
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4Experimento Belle II
I Localizado en el laboratorio KEKI Fabrica de mesones B’s
I Colisiona e+ a 4 GeV y e− 7 GeV (SuperKEKB)I En el punto de interacción se localiza el detector Belle II
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4Experimento Belle II
I Localizado en el laboratorio KEKI Fabrica de mesones B’sI Colisiona e+ a 4 GeV y e− 7 GeV (SuperKEKB)
I En el punto de interacción se localiza el detector Belle II
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4Experimento Belle II
I Localizado en el laboratorio KEKI Fabrica de mesones B’sI Colisiona e+ a 4 GeV y e− 7 GeV (SuperKEKB)I En el punto de interacción se localiza el detector Belle II
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5SuperKEKB
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6Belle II
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7Objetivos
I Conocer la naturaleza de los ν’s
I Trabajar en un nuevo decaimento a cuatro cuerpos, el cual∆L = 2
I Simulaciones usando el método MCI Conocer las distribuciones de los obsevables de interés
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7Objetivos
I Conocer la naturaleza de los ν’sI Trabajar en un nuevo decaimento a cuatro cuerpos, el cual
∆L = 2
I Simulaciones usando el método MCI Conocer las distribuciones de los obsevables de interés
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7Objetivos
I Conocer la naturaleza de los ν’sI Trabajar en un nuevo decaimento a cuatro cuerpos, el cual
∆L = 2I Simulaciones usando el método MCI Conocer las distribuciones de los obsevables de interés
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8Basf2
Estructura Simulación
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9Antecedentes
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10Búsqueda de ∆L = 2
Canales de decaimiento
I τ− → π+µ−µ−ντ (BR . 10−8%) [2], señalI τ− → π+π−π−ντ (BR 9.31± 0.06%) [1], ruidoI τ− → π−µ+µ−ντ (BR ∼ 10−6%) [2], ruido
[1] K.A. Olive et al. (Particle Data Group), Chin. Phys. C38, 090001 (2014) (URL:http://pdg.lbl.gov)
[2] Néstor Quintero, Estudios de violación del número leptónico en procesos resonantes inducidos por un neutrino de Majorana.(2015)
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10Búsqueda de ∆L = 2
Canales de decaimientoI τ− → π+µ−µ−ντ (BR . 10−8%) [2], señal
I τ− → π+π−π−ντ (BR 9.31± 0.06%) [1], ruidoI τ− → π−µ+µ−ντ (BR ∼ 10−6%) [2], ruido
[1] K.A. Olive et al. (Particle Data Group), Chin. Phys. C38, 090001 (2014) (URL:http://pdg.lbl.gov)
[2] Néstor Quintero, Estudios de violación del número leptónico en procesos resonantes inducidos por un neutrino de Majorana.(2015)
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10Búsqueda de ∆L = 2
Canales de decaimientoI τ− → π+µ−µ−ντ (BR . 10−8%) [2], señalI τ− → π+π−π−ντ (BR 9.31± 0.06%) [1], ruido
I τ− → π−µ+µ−ντ (BR ∼ 10−6%) [2], ruido
[1] K.A. Olive et al. (Particle Data Group), Chin. Phys. C38, 090001 (2014) (URL:http://pdg.lbl.gov)
[2] Néstor Quintero, Estudios de violación del número leptónico en procesos resonantes inducidos por un neutrino de Majorana.(2015)
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10Búsqueda de ∆L = 2
Canales de decaimientoI τ− → π+µ−µ−ντ (BR . 10−8%) [2], señalI τ− → π+π−π−ντ (BR 9.31± 0.06%) [1], ruidoI τ− → π−µ+µ−ντ (BR ∼ 10−6%) [2], ruido
[1] K.A. Olive et al. (Particle Data Group), Chin. Phys. C38, 090001 (2014) (URL:http://pdg.lbl.gov)
[2] Néstor Quintero, Estudios de violación del número leptónico en procesos resonantes inducidos por un neutrino de Majorana.(2015)
![Page 34: Presenta: MC. David Rodríguez Pérez Asesores: Dr. Pedro ...€¦ · Violación de número leptónico en ˝ ! ˇ+ en el experimento Belle II Mayo 2016 Presenta: MC. David Rodríguez](https://reader034.fdocuments.co/reader034/viewer/2022042308/5ed40c6e8d46b66d22635a6a/html5/thumbnails/34.jpg)
10Búsqueda de ∆L = 2
Canales de decaimientoI τ− → π+µ−µ−ντ (BR . 10−8%) [2], señalI τ− → π+π−π−ντ (BR 9.31± 0.06%) [1], ruidoI τ− → π−µ+µ−ντ (BR ∼ 10−6%) [2], ruido
[1] K.A. Olive et al. (Particle Data Group), Chin. Phys. C38, 090001 (2014) (URL:http://pdg.lbl.gov)
[2] Néstor Quintero, Estudios de violación del número leptónico en procesos resonantes inducidos por un neutrino de Majorana.(2015)
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11Análisis
Las observables a considerar son:
I Momento transversal Pt
Suficiente energía depositada en los detectoresI Pseudorapidez ηI Ángulo polar θ
Decaimientos dentro del detector.
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11Análisis
Las observables a considerar son:I Momento transversal Pt
Suficiente energía depositada en los detectores
I Pseudorapidez ηI Ángulo polar θ
Decaimientos dentro del detector.
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11Análisis
Las observables a considerar son:I Momento transversal Pt
Suficiente energía depositada en los detectoresI Pseudorapidez η
I Ángulo polar θDecaimientos dentro del detector.
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11Análisis
Las observables a considerar son:I Momento transversal Pt
Suficiente energía depositada en los detectoresI Pseudorapidez ηI Ángulo polar θ
Decaimientos dentro del detector.
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11Análisis
Las observables a considerar son:I Momento transversal Pt
Suficiente energía depositada en los detectoresI Pseudorapidez ηI Ángulo polar θ
Decaimientos dentro del detector.
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11Análisis
Las observables a considerar son:I Momento transversal Pt
Suficiente energía depositada en los detectoresI Pseudorapidez ηI Ángulo polar θ
Decaimientos dentro del detector.Se generó una muestra de 50,000 eventos de cada uno de loscanales.
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12Análisis
Este análisis se basará en conocer la eficiencia del detector.Realizando cortes en las siguientes variables:
I Masa invariante del τ .I Capacidad de identificación de π’s y µ’s.I Masas restringidas por el haz.
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13Pt con cortes en la masa invariantea 1.0 < Mτ < 1.8, 1.3 < Mτ < 1.8 y 1.5 < Mτ < 1.8
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14Pt con cortes en la identificacióna 1.0 < Mτ < 1.8, 1.3 < Mτ < 1.8 y 20% y 40% para µ’s y 80% para π’s
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15Pt con cortes en las masas restringidasa 1.0 < Mτ < 1.8, 20% en µ’s y Mbc ≤ 4GeV
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16Pt con cortes en las masas restringidasa 1.0 < Mτ < 1.8, 20% en µ’s y Mbc ≤ 4GeV (Ruido)
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17Pt con cortes en las masas restringidasa 1.0 < Mτ < 1.8, 20% en µ’s y Mbc ≤ 4GeV (Ruido)
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18Total de eventos reconstruidos
Channel 1.0 < M < 1.9 and Mbc ≤ 4GeVrec sim
τ− → π+µ−µ−ντ 11,991 11,680τ− → π+µ−µ+ντ 13,208 10,834τ− → π+π−π−ντ 11,812 11,116
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19Actualmente
I Estamos utilizando una muestra generica de tau’s generada porla colaboración para conocer la eficiencia de la reconstrucción.
I Provando herramientas de análisis multivariado.
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20Conclusiones
Estudiamos la posibilidad de encontrar τ− → π+µ−µ−ντ , canal queviola el número leptónico por dos unidades (∆L = 2).
Con el fin de tener una aproximación real al experimento usamos dostipos de datos Reconstruidos y Simulados para conocer loseventos bien reconstruidos.
Se pudo observar la importancia de la ventana de masa invariante, laidentificación de µ’s y la masa restringida por el haz.
Reconstruimos correctamente una contidad considerable de eventos.Por lo que en el experimento Belle II tendríamos la capacidad deconocer la naturaleza del neutrino y lo que esto implica.
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21Planes
Mejorar el análisis al realizar cortes en otras variables.
Incluir el ruido de los demás decaimientos.
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Gracias por su atención!
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22Neutrinos
Propiedades [1]I m < 2 eV, NC = 90% (decaimiento del tritium)I τ/m > 300 s/eV (reactor) (tiempo/masa media)I τ/m > 7× 109 s/eV (solares)I Momento magnético µ < 0.29× 10−10µB (reactor) (µB,
magnetón de Bohr)
Número de tipos de neutrinos
I N = 2.984± 0.008 (datos de LEP)I N = 2.92± 0.05 (mediciones directas del ancho del Z )
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23Neutrinos de Majorana
El término de masa de Majorana se puede escribir de la siguientemanera
−LMmasa =
12ν̄′LML(ν′L)c + h.c.
donde ML es una matriz simétrica compleja (MTL = ML), (νL)c la
contraparte conjugado de carga (de quiralidad derecha).Esta matriz puede ser diagonalizada por la transformaciónU†MLU∗ = mν = diagm1,m2,m3. Para obtener
−LMmasa =
12ν̄LML(νL)c + h.c.
donde ν′L = UνL y (ν′L)c = U∗(νL)c .
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24
Al realizar una transformación de fase global se obtiene lacaracteristica más importante, la violación de número leptónico,
lα → eiθΛL lα (α = e, µ, τ), νL → eiθΛLνL
entoncesLM
masa → e−2iθΛLLMmasa.
Como consecuencia ∆L = 2 [2].
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25Masa invariante
Channel 1.0 < M < 1.9 GeV 1.3 < M < 1.9 GeV 1.5 < M < 1.9 GeVrec sim rec sim rec sim
τ− → π+µ−µ−ντ 53,192 28,429 31,275 14,419 16,036 4,845τ− → π+µ−µ+ντ 94,495 28,657 54,084 14,515 26,206 4,925τ− → π+π−π−ντ 83,515 33,454 49,679 17,513 26,611 6,339
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26Capacidad de identificación de µ’s
Channel 1.0 < M < 1.9 GeV 1.3 < M < 1.9 GeVPID µ ≥ 20% 40% 20% 40%
τ− → rec sim rec sim rec sim rec simπ+µ−µ−ντ 27,258 20,789 24,119 18,864 14,879 10,584 13,196 9,681π+µ−µ+ντ 38,330 20,883 32,848 19,064 21,184 10,663 18,226 9,787π+π−π−ντ 45,109 22,959 26,363 11,713
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27Reconstrucción
Respuesta total del detector: hits, clusters, sincronización.
Trazas, PID, Fotones Candidatos y topología del evento
"reconstrucción""fino"
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28Señales falsas
False signal 1.0 < M < 1.9 and Mbc ≤ 4GeVτ− → π+µ−µ+ντ 2,825τ− → π+π−π−ντ 537
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29Referencias
[1] K.A. Olive et al. (Particle Data Group), Chin. Phys. C38, 090001 (2014) (URL:http://pdg.lbl.gov)
[2] Néstor Quintero, Estudios de violación del número leptónico en procesos resonantes inducidos por un neutrino de Majorana.(2015)
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30η con cortes en la masa invariantea 1.0 < Mτ < 1.8, 1.3 < Mτ < 1.8 y 1.5 < Mτ < 1.8
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31θ con cortes en la masa invariantea 1.0 < Mτ < 1.8, 1.3 < Mτ < 1.8 y 1.5 < Mτ < 1.8
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32Señales falsas
[GeV]t
p1 2 3 4 5
Eve
nts/
0.05
5 G
eV0
10
20
30
40
50
60
70
80
90
Background 1
Background 2
(a)
τν -µ -µ +π →) -τ(
η 2− 1.5− 1− 0.5− 0 0.5 1 1.5 2 2.5
Eve
nts/
0.04
5 G
eV
0
10
20
30
40
50
60
70
Background 1
Background 2
(b)
τν -µ -µ +π →) -τ(
[Rad]θ 0 0.5 1 1.5 2 2.5 3
Eve
nts/
0.03
GeV
0
10
20
30
40
50
60
Background 1
Background 2
(c)
τν -µ -µ +π →) -τ(