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Title: Measurement of the B0 → ρ(770)0γ branching fraction
A<sc>bstract</sc> The ratio between the branching fractions of theB0→ρ(770)0γandB0→K*(892)0γdecays is measured with proton-proton collision data collected by the LHCb experiment at centre-of-mass energies of 7, 8, and 13 TeV, corresponding to an integrated luminosity of 9 fb−1. The measured value is$$ \frac{\mathcal{B}\left({B}^0\to \rho {(770)}^0\gamma \right)}{\mathcal{B}\left({B}^0\to {K}^{\ast }{(892)}^0\gamma \right)}=0.0189\pm 0.0007\pm 0.0005, $$ B B0→ρ7700γ B B0→K∗8920γ =0.0189±0.0007±0.0005, where the first uncertainty is statistical and the second systematic. The branching fraction forB0→ ρ(770)0γdecays is hence obtained as$$ \mathcal{B}\left({B}^0\to \rho {(770)}^0\gamma \right)=\left(7.9\pm 0.3\pm 0.2\pm 0.2\right)\times {10}^{-7}, $$ B B0→ρ7700γ = 7.9±0.3±0.2±0.2 ×10−7, where the last uncertainty is due to the branching fraction of the normalisation mode. This result assumes that both theρ(770)0andK*(892)0decays saturate the dihadron mass spectra considered in the analysis. It is consistent with the current world-average value and by far the most precise measurement to date.  more » « less
Award ID(s):
2411639
PAR ID:
10713143
Author(s) / Creator(s):
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Corporate Creator(s):
Publisher / Repository:
sissa
Date Published:
Journal Name:
Journal of High Energy Physics
Volume:
2025
Issue:
12
ISSN:
1029-8479
Format(s):
Medium: X
Sponsoring Org:
National Science Foundation
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  1. ; ; ; ; ; ; ; ; ; ; et al (, Journal of High Energy Physics)
    A<sc>bstract</sc> We present a study of$$ {\Xi}_c^0\to {\Xi}^0{\pi}^0 $$ Ξc0→Ξ0π0 ,$$ {\Xi}_c^0\to {\Xi}^0\eta $$ Ξc0→Ξ0η , and$$ {\Xi}_c^0\to {\Xi}^0{\eta}^{\prime } $$ Ξc0→Ξ0η′ 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 Ξc0→Ξ0π0 /B Ξc0→Ξ−π+ =0.48±0.02stat±0.03syst, B Ξc0→Ξ0η /B Ξc0→Ξ−π+ =0.11±0.01stat±0.01syst, B Ξc0→Ξ0η′ /B Ξc0→Ξ−π+ =0.08±0.02stat±0.01syst 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 Ξc0→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 Ξc0→Ξ0π0 = 6.9±0.3stat±0.5syst±1.3norm ×10−3, B Ξc0→Ξ0η = 1.6±0.2stat±0.2syst±0.3norm ×10−3, B Ξc0→Ξ0η′ = 1.2±0.3stat±0.1syst±0.2norm ×10−3, where the third uncertainties are from$$ \mathcal{B}\left({\Xi}_c^0\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}\right) $$ B Ξc0→Ξ−π+ . The asymmetry parameter for$$ {\Xi}_c^0\to {\Xi}^0{\pi}^0 $$ Ξc0→Ξ0π0 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 Ξc0→Ξ0π0 =−0.90±0.15stat±0.23syst . 
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  2. ; ; ; ; ; ; ; ; ; ; et al (, Journal of High Energy Physics)
    A<sc>bstract</sc> Using data samples of 983.0 fb−1and 427.9 fb−1accumulated with the Belle and Belle II detectors operating at the KEKB and SuperKEKB asymmetric-energye+e−colliders, singly Cabibbo-suppressed decays$$ {\Xi}_c^{+}\to p{K}_S^0 $$ Ξc+→pKS0 ,$$ {\Xi}_c^{+}\to \Lambda {\pi}^{+} $$ Ξc+→Λπ+ , and$$ {\Xi}_c^{+}\to {\Sigma}^0{\pi}^{+} $$ Ξc+→Σ0π+ are observed for the first time. The ratios of branching fractions of$$ {\Xi}_c^{+}\to p{K}_S^0 $$ Ξc+→pKS0 ,$$ {\Xi}_c^{+}\to \Lambda {\pi}^{+} $$ Ξc+→Λπ+ , and$$ {\Xi}_c^{+}\to {\Sigma}^0{\pi}^{+} $$ Ξc+→Σ0π+ relative to that of$$ {\Xi}_c^{+}\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}{\pi}^{+} $$ Ξc+→Ξ−π+π+ are measured to be$$ {\displaystyle \begin{array}{c}\frac{\mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to p{K}_S^0\right)}{\mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}{\pi}^{+}\right)}=\left(2.47\pm 0.16\pm 0.07\right)\%,\\ {}\frac{\mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to \Lambda {\pi}^{+}\right)}{\mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}{\pi}^{+}\right)}=\left(1.56\pm 0.14\pm 0.09\right)\%,\\ {}\frac{\mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to {\Sigma}^0{\pi}^{+}\right)}{\mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}{\pi}^{+}\right)}=\left(4.13\pm 0.26\pm 0.22\right)\%.\end{array}} $$ B Ξc+→pKS0 B Ξc+→Ξ−π+π+ = 2.47±0.16±0.07 %, B Ξc+→Λπ+ B Ξc+→Ξ−π+π+ = 1.56±0.14±0.09 %, B Ξc+→Σ0π+ B Ξc+→Ξ−π+π+ = 4.13±0.26±0.22 %. Multiplying these values by the branching fraction of the normalization channel,$$ \mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}{\pi}^{+}\right)=\left(2.9\pm 1.3\right)\% $$ B Ξc+→Ξ−π+π+ = 2.9±1.3 % , the absolute branching fractions are determined to be$$ {\displaystyle \begin{array}{c}\mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to p{K}_S^0\right)=\left(7.16\pm 0.46\pm 0.20\pm 3.21\right)\times {10}^{-4},\\ {}\mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to \Lambda {\pi}^{+}\right)=\left(4.52\pm 0.41\pm 0.26\pm 2.03\right)\times {10}^{-4},\\ {}\mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to {\Sigma}^0{\pi}^{+}\right)=\left(1.20\pm 0.08\pm 0.07\pm 0.54\right)\times {10}^{-3}.\end{array}} $$ B Ξc+→pKS0 = 7.16±0.46±0.20±3.21 ×10−4, B Ξc+→Λπ+ = 4.52±0.41±0.26±2.03 ×10−4, B Ξc+→Σ0π+ = 1.20±0.08±0.07±0.54 ×10−3. The first and second uncertainties above are statistical and systematic, respectively, while the third ones arise from the uncertainty in$$ \mathcal{B}\left({\Xi}_c^{+}\to {\Xi}^{-}{\pi}^{+}{\pi}^{+}\right) $$ B Ξc+→Ξ−π+π+ . 
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  3. ; ; ; ; ; ; ; ; ; ; et al (, Journal of High Energy Physics)
    A<sc>bstract</sc> This paper describes a measurement of the$$ {\Lambda}_b^0\to J/\psi \Lambda $$ Λb0→J/ψΛ branching fraction using data collected with the LHCb experiment in proton-proton collisions from 2016 to 2018. The dataset corresponds to an integrated luminosity of 5.4 fb−1. The branching fraction is determined relative to that of$$ {B}^0\to J/\psi {K}_{\textrm{S}}^0 $$ B0→J/ψKS0 decays,$$ \frac{\mathcal{B}\left({\Lambda}_b^0\to J/\psi \Lambda \right)}{\mathcal{B}\left({B}^0\to J/\psi {K}_{\textrm{S}}^0\right)}=0.750\pm 0.005\pm 0.022\pm 0.005\pm 0.062, $$ B Λb0→J/ψΛ B B0→J/ψKS0 =0.750±0.005±0.022±0.005±0.062, yielding$$ \mathcal{B}\left({\Lambda}_b^0\to J/\psi \Lambda \right)=\left(3.34\pm 0.02\pm 0.10\pm 0.08\pm 0.28\right)\times {10}^{-4} $$ B Λb0→J/ψΛ = 3.34±0.02±0.10±0.08±0.28 ×10−4 , where the first uncertainty is statistical, the second systematic, the third due to external inputs on branching fractions and the fourth due to the ratio of$$ {\Lambda}_b^0 $$ Λb0 baryon andB0meson hadronisation fractions. In addition, the isospin asymmetry between the rates of$$ {B}^0\to J/\psi {K}_{\textrm{S}}^0 $$ B0→J/ψKS0 andB+→ J/ψK+decays is measured to be$$ {A}_{\textrm{I}}=-0.0135\pm 0.0004\pm 0.0133, $$ AI=−0.0135±0.0004±0.0133, where the first uncertainty is statistical and the second systematic. 
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  4. ; ; ; ; ; ; ; ; ; ; et al (, Journal of High Energy Physics)
    A<sc>bstract</sc> Branching fraction ratios between the decays$$ {B}_{(s)}^0\to J/\psi {\eta}^{\left(\prime \right)} $$ Bs0 →J/ψη′ are measured using proton-proton collision data collected by the LHCb experiment at centre-of-mass energies of 7, 8 and 13 TeV, corresponding to an integrated luminosity of 9 fb−1. The measured ratios of these branching fractions are$$ {\displaystyle \begin{array}{c}\frac{\mathcal{B}\left({B}^0\to J/{\psi \eta}^{\prime}\right)}{\mathcal{B}\left({B}^0\to J/\psi \eta \right)}=0.48\pm 0.06\pm 0.02\pm 0.01,\\ {}\frac{\mathcal{B}\left({B}_s^0\to J/{\psi \eta}^{\prime}\right)}{\mathcal{B}\left({B}_s^0\to J/\psi \eta \right)}=0.80\pm 0.02\pm 0.02\pm 0.01,\end{array}} $$ B B0→J/ψη′ B B0→J/ψη =0.48±0.06±0.02±0.01, B Bs0→J/ψη′ B Bs0→J/ψη =0.80±0.02±0.02±0.01, where the uncertainties are statistical, systematic and related to the precision of theη(′)branching fractions, respectively. They are used to constrain theη/η′ mixing angle,ϕP, and to probe the presence of a possible glueball component in theη′ meson, described by the gluonic mixing angleϕG. The obtained results are $$ {\displaystyle \begin{array}{c}{\phi}_{\textrm{P}}={\left({41.6}_{-1.2}^{+1.0}\right)}^{\circ },\\ {}{\phi}_{\textrm{G}}={\left({28.1}_{-4.0}^{+3.9}\right)}^{\circ },\end{array}} $$ ϕP= 41.6−1.2+1.0 ∘ , ϕG= 28.1−4.0+3.9 ∘ , where the uncertainties are statistically dominated. While the value ofϕPis compatible with existing experimental determinations and theoretical calculations, the angleϕGdiffers from zero by more than four standard deviations, which points to a substantial glueball component in theη′ meson and/or unexpectedly large contributions from gluon-mediated processes in these decays. The absolute branching fractions are also measured relative to that of the well-established$$ {B}_s^0\to J/\psi \phi $$ Bs0→J/ψϕ decay, which serves as the normalisation channel. These results supersede the previous LHCb measurements and are the most precise to date. 
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  5. ; ; ; ; ; ; ; ; ; ; et al (, Journal of High Energy Physics)
    A<sc>bstract</sc> A search for the fully reconstructed$$ {B}_s^0 $$ Bs0 → 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 Bs0→μ+μ−γ <4.2×10−8, m μ+μ− ∈ 2mμ 1.70 GeV/c2, B Bs0→μ+μ−γ <7.7×10−8, m μ+μ− ∈1.70, 2.88GeV/c2, B Bs0→μ+μ−γ <4.2×10−8, m μ+μ− ∈ 3.92 mBs0 GeV/c2, 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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