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Title: Measurement of the W → μν cross-sections as a function of the muon transverse momentum in pp collisions at 5.02 TeV
A<sc>bstract</sc> Thepp→W±(→μ±νμ)Xcross-sections are measured at a proton-proton centre-of-mass energy$$ \sqrt{s}=5.02 $$ s = 5.02 TeV using a dataset corresponding to an integrated luminosity of 100 pb−1recorded by the LHCb experiment. Considering muons in the pseudorapidity range 2.2< η <4.4, the cross-sections are measured differentially in twelve intervals of muon transverse momentum between 28< pT<52 GeV. Integrated overpT, the measured cross-sections are$$ {\displaystyle \begin{array}{c}{\sigma}_{W^{+}\to {\mu}^{+}{\nu}_{\mu }}=300.9\pm 2.4\pm 3.8\pm 6.0\ \textrm{pb},\\ {}{\sigma}_{W^{-}\to {\mu}^{-}{\overline{\nu}}_{\mu }}=236.9\pm 2.1\pm 2.7\pm 4.7\ \textrm{pb},\end{array}} $$ σ W + → μ + ν μ = 300.9 ± 2.4 ± 3.8 ± 6.0 pb , σ W − → μ − ν ¯ μ = 236.9 ± 2.1 ± 2.7 ± 4.7 pb , where the first uncertainties are statistical, the second are systematic, and the third are associated with the luminosity calibration. These integrated results are consistent with theoretical predictions. This analysis introduces a new method to determine theW-boson mass using the measured differential cross-sections corrected for detector effects. The measurement is performed on this statistically limited dataset as a proof of principle and yields$$ {m}_W=80369\pm 130\pm 33\ \textrm{MeV}, $$ m W = 80369 ± 130 ± 33 MeV , where the first uncertainty is experimental and the second is theoretical.  more » « less
Award ID(s):
2411665
PAR ID:
10694744
Author(s) / Creator(s):
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Corporate Creator(s):
Publisher / Repository:
Springer
Date Published:
Journal Name:
Journal of High Energy Physics
Volume:
2026
Issue:
3
ISSN:
1029-8479
Format(s):
Medium: X
Sponsoring Org:
National Science Foundation
More Like this
  1. ; ; ; ; ; ; ; ; ; ; et al (, Journal of High Energy Physics)
    A<sc>bstract</sc> A search for the fully reconstructed$$ {B}_s^0 $$ B s 0 → μ+μ−γdecay is performed at the LHCb experiment using proton-proton collisions at$$ \sqrt{s} $$ s = 13 TeV corresponding to an integrated luminosity of 5.4 fb−1. No significant signal is found and upper limits on the branching fraction in intervals of the dimuon mass are set$$ {\displaystyle \begin{array}{cc}\mathcal{B}\left({B}_s^0\to {\mu}^{+}{\mu}^{-}\gamma \right)<4.2\times {10}^{-8},& m\left({\mu}^{+}{\mu}^{-}\right)\in \left[2{m}_{\mu },1.70\right]\textrm{GeV}/{c}^2,\\ {}\mathcal{B}\left({B}_s^0\to {\mu}^{+}{\mu}^{-}\gamma \right)<7.7\times {10}^{-8},&\ m\left({\mu}^{+}{\mu}^{-}\right)\in \left[\textrm{1.70,2.88}\right]\textrm{GeV}/{c}^2,\\ {}\mathcal{B}\left({B}_s^0\to {\mu}^{+}{\mu}^{-}\gamma \right)<4.2\times {10}^{-8},& m\left({\mu}^{+}{\mu}^{-}\right)\in \left[3.92,{m}_{B_s^0}\right]\textrm{GeV}/{c}^2,\end{array}} $$ B B s 0 → μ + μ − γ < 4.2 × 10 − 8 , m μ + μ − ∈ 2 m μ 1.70 GeV / c 2 , B B s 0 → μ + μ − γ < 7.7 × 10 − 8 , m μ + μ − ∈ 1.70, 2.88 GeV / c 2 , B B s 0 → μ + μ − γ < 4.2 × 10 − 8 , m μ + μ − ∈ 3.92 m B s 0 GeV / c 2 , at 95% confidence level. Additionally, upper limits are set on the branching fraction in the [2mμ,1.70] GeV/c2dimuon mass region excluding the contribution from the intermediateϕ(1020) meson, and in the region combining all dimuon-mass intervals. 
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  2. ; ; ; ; ; ; ; ; ; ; et al (, Journal of High Energy Physics)
    A<sc>bstract</sc> A time-dependent, flavour-tagged measurement ofCPviolation is performed withB0→ D+D−and$$ {B}_s^0 $$ B s 0 →$$ {D}_s^{+}{D}_s^{-} $$ D s + D s − decays, using data collected by the LHCb detector in proton-proton collisions at a centre-of-mass energy of 13 TeV corresponding to an integrated luminosity of 6 fb−1. InB0→ D+D−decays theCP-violation parameters are measured to be$$ {\displaystyle \begin{array}{c}{S}_{D^{+}{D}^{-}}=-0.552\pm 0.100\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.010\left(\textrm{syst}\right),\\ {}{C}_{D^{+}{D}^{-}}=0.128\pm 0.103\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.010\left(\textrm{syst}\right).\end{array}} $$ S D + D − = − 0.552 ± 0.100 stat ± 0.010 syst , C D + D − = 0.128 ± 0.103 stat ± 0.010 syst . In$$ {B}_s^0 $$ B s 0 →$$ {D}_s^{+}{D}_s^{-} $$ D s + D s − decays theCP-violating parameter formulation in terms ofϕsand|λ|results in$$ {\displaystyle \begin{array}{c}{\phi}_s=-0.086\pm 0.106\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.028\left(\textrm{syst}\right)\textrm{rad},\\ {}\mid {\lambda}_{D_s^{+}{D}_s^{-}}\mid =1.145\pm 0.126\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.031\left(\textrm{syst}\right).\end{array}} $$ ϕ s = − 0.086 ± 0.106 stat ± 0.028 syst rad , ∣ λ D s + D s − ∣ = 1.145 ± 0.126 stat ± 0.031 syst . These results represent the most precise single measurement of theCP-violation parameters in their respective channels. For the first time in a single measurement,CPsymmetry is observed to be violated inB0→ D+D−decays with a significance exceeding six standard deviations. 
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  3. ; (, Journal of Fourier Analysis and Applications)
    Abstract Motivated by problems in control theory concerning decay rates for the damped wave equation$$\begin{aligned} w_{tt}(x,t) + \gamma (x) w_t(x,t) + (-\Delta + 1)^{s/2} w(x,t) = 0, \end{aligned}$$ w tt ( x , t ) + γ ( x ) w t ( x , t ) + ( - Δ + 1 ) s / 2 w ( x , t ) = 0 , we consider an analogue of the classical Paneah-Logvinenko-Sereda theorem for the Fourier Bessel transform. In particular, if$$E \subset \mathbb {R}^+$$ E ⊂ R + is$$\mu _\alpha $$ μ α -relatively dense (where$$d\mu _\alpha (x) \approx x^{2\alpha +1}\, dx$$ d μ α ( x ) ≈ x 2 α + 1 d x ) for$$\alpha > -1/2$$ α > - 1 / 2 , and$$\operatorname {supp} \mathcal {F}_\alpha (f) \subset [R,R+1]$$ supp F α ( f ) ⊂ [ R , R + 1 ] , then we show$$\begin{aligned} \Vert f\Vert _{L^2_\alpha (\mathbb {R}^+)} \lesssim \Vert f\Vert _{L^2_\alpha (E)}, \end{aligned}$$ ‖ f ‖ L α 2 ( R + ) ≲ ‖ f ‖ L α 2 ( E ) , for all$$f\in L^2_\alpha (\mathbb {R}^+)$$ f ∈ L α 2 ( R + ) , where the constants in$$\lesssim $$ ≲ do not depend on$$R > 0$$ R > 0 . Previous results on PLS theorems for the Fourier-Bessel transform by Ghobber and Jaming (2012) provide bounds that depend onR. In contrast, our techniques yield bounds that are independent ofR, offering a new perspective on such results. This result is applied to derive decay rates of radial solutions of the damped wave equation. 
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  4. ; ; ; ; ; ; ; ; ; ; et al (, Journal of High Energy Physics)
    A<sc>bstract</sc> We present a study of$$ {\Xi}_c^0\to {\Xi}^0{\pi}^0 $$ Ξ c 0 → Ξ 0 π 0 ,$$ {\Xi}_c^0\to {\Xi}^0\eta $$ Ξ c 0 → Ξ 0 η , and$$ {\Xi}_c^0\to {\Xi}^0{\eta}^{\prime } $$ Ξ c 0 → Ξ 0 η ′ decays using the Belle and Belle II data samples, which have integrated luminosities of 980 fb−1and 426 fb−1, respectively. We measure the following relative branching fractions$$ {\displaystyle \begin{array}{c}\mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^0{\pi}^0\right)/\mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}\right)=0.48\pm 0.02\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.03\left(\textrm{syst}\right),\\ {}\mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^0\eta \right)/\mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}\right)=0.11\pm 0.01\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.01\left(\textrm{syst}\right),\\ {}\mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^0{\eta}^{\prime}\right)/\mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}\right)=0.08\pm 0.02\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.01\left(\textrm{syst}\right)\end{array}} $$ B Ξ c 0 → Ξ 0 π 0 / B Ξ c 0 → Ξ − π + = 0.48 ± 0.02 stat ± 0.03 syst , B Ξ c 0 → Ξ 0 η / B Ξ c 0 → Ξ − π + = 0.11 ± 0.01 stat ± 0.01 syst , B Ξ c 0 → Ξ 0 η ′ / B Ξ c 0 → Ξ − π + = 0.08 ± 0.02 stat ± 0.01 syst for the first time, where the uncertainties are statistical (stat) and systematic (syst). By multiplying by the branching fraction of the normalization mode,$$ \mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}\right) $$ B Ξ c 0 → Ξ − π + , we obtain the following absolute branching fraction results$$ {\displaystyle \begin{array}{c}\mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^0{\pi}^0\right)=\left(6.9\pm 0.3\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.5\left(\textrm{syst}\right)\pm 1.3\left(\operatorname{norm}\right)\right)\times {10}^{-3},\\ {}\mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^0\eta \right)=\left(1.6\pm 0.2\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.2\left(\textrm{syst}\right)\pm 0.3\left(\operatorname{norm}\right)\right)\times {10}^{-3},\\ {}\mathcal{B}\left({\varXi}_c^0\to {\Xi}^0{\eta}^{\prime}\right)=\left(1.2\pm 0.3\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.1\left(\textrm{syst}\right)\pm 0.2\left(\operatorname{norm}\right)\right)\times {10}^{-3},\end{array}} $$ B Ξ c 0 → Ξ 0 π 0 = 6.9 ± 0.3 stat ± 0.5 syst ± 1.3 norm × 10 − 3 , B Ξ c 0 → Ξ 0 η = 1.6 ± 0.2 stat ± 0.2 syst ± 0.3 norm × 10 − 3 , B Ξ c 0 → Ξ 0 η ′ = 1.2 ± 0.3 stat ± 0.1 syst ± 0.2 norm × 10 − 3 , where the third uncertainties are from$$ \mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}\right) $$ B Ξ c 0 → Ξ − π + . The asymmetry parameter for$$ {\Xi}_c^0\to {\Xi}^0{\pi}^0 $$ Ξ c 0 → Ξ 0 π 0 is measured to be$$ \alpha \left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^0{\pi}^0\right)=-0.90\pm 0.15\left(\textrm{stat}\right)\pm 0.23\left(\textrm{syst}\right) $$ α Ξ c 0 → Ξ 0 π 0 = − 0.90 ± 0.15 stat ± 0.23 syst . 
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  5. ; ; ; (, The Journal of Geometric Analysis)
    Abstract Let$$\Gamma $$ Γ be a compact patch of a well-curved$$C^{n+1}$$ C n + 1 curve in$$\mathbb {R}^n$$ R n with induced Lebesgue measure$$\textrm{d} \lambda $$ d λ , and let$$g \mapsto \widehat{g \,\textrm{d}\lambda }$$ g ↦ g d λ ^ be the Fourier extension operator for$$\Gamma $$ Γ . Then we have, for arbitrary non-negative weightsw,$$\begin{aligned} \int _{B_R} |\widehat{g \,\textrm{d}\lambda }|^2w \le C_{n,a} R^{a} \sup _S \left( \int _S w\right) \int _\Gamma |g|^2 \, \textrm{d} \lambda \end{aligned}$$ ∫ B R | g d λ ^ | 2 w ≤ C n , a R a sup S ∫ S w ∫ Γ | g | 2 d λ for any$$a> \frac{n-3}{2} + \frac{2}{n} - \frac{2}{n^2(n+1)}$$ a > n - 3 2 + 2 n - 2 n 2 ( n + 1 ) , where the$$\sup $$ sup is over all 1-neighbourhoodsSof hyperplanes whose normals are parallel to the tangent at some point of$$\Gamma $$ Γ . This represents partial progress on the Mizohata–Takeuchi conjecture for curves in dimensions$$n \ge 3$$ n ≥ 3 , improving upon the exponent$$a=n-1$$ a = n - 1 which can be obtained as a consequence of the Agmon–Hörmander trace inequality. Our main tool in establishing this inequality will be a weighted formulation of refined decoupling for well-curved curves. We also discuss the sharpness of the exponents we obtain in this and in auxiliary results, and further explore this in the context of axiomatic decoupling for curves. 
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