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Observation of the Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^- state in B0→D∗−D0K+B^0\to D^{*-}D^0K^+ decays

Utilizando 9 fb−1^{-1} de dados de colisões próton-próton do LHCb, este estudo apresenta a primeira observação do estado tetraquark Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^- no canal de decaimento D∗−D0D^{*-}D^0 com uma significância estatística superior a 5σ5\sigma, confirmando que as ressonâncias Ds+D_s^+ existentes são insuficientes para explicar os dados de B0→D∗−D0K+B^0 \to D^{*-}D^0K^+.

Autores originais: LHCb collaboration, R. Aaij, M. Abdelfatah, A. S. W. Abdelmotteleb, C. Abellan Beteta, F. Abudinén, T. Ackernley, A. A. Adefisoye, B. Adeva, M. Adinolfi, P. Adlarson, C. Agapopoulou, C. A. Aidala, S.
Publicado 2026-10-27
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Autores originais: LHCb collaboration, R. Aaij, M. Abdelfatah, A. S. W. Abdelmotteleb, C. Abellan Beteta, F. Abudinén, T. Ackernley, A. A. Adefisoye, B. Adeva, M. Adinolfi, P. Adlarson, C. Agapopoulou, C. A. Aidala, S. Akar, K. Akiba, H. Al Saleh, P. Albicocco, J. Albrecht, R. Aleksiejunas, F. Alessio, P. Alvarez Cartelle, A. A. Alves Jr, S. Amato, J. L. Amey, Y. Amhis, Z. Amos, L. An, L. Anderlini, P. Andreola, M. Andreotti, S. Andres Estrada, A. Anelli, D. Ao, C. Arata, F. Archilli, Z. Areg, M. Argenton, S. Arguedas Cuendis, L. Arnone, M. Artuso, E. Aslanides, R. Ataíde Da Silva, M. Atzeni, B. Audurier, J. A. Authier, D. Bacher, I. Bachiller Perea, S. Bachmann, M. Bachmayer, J. J. Back, M. Bai, Z. B. Bai, V. Balagura, A. Balboni, W. Baldini, Z. Baldwin, L. Balzani, H. Bao, J. Baptista de Souza Leite, C. Barbero Pretel, M. Barbetti, I. R. Barbosa, W. Barker, R. J. Barlow, M. Barnyakov, S. Baron, S. Barsuk, W. Barter, J. Bartz, S. Bashir, B. Batsukh, P. B. Battista, A. Bavarchee, A. 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Hulsbergen, R. J. Hunter, D. Hutchcroft, M. Idzik, P. Ilten, A. Iohner, S. Jacevicius, H. Jage, S. J. Jaimes Elles, S. Jakobsen, T. Jakoubek, E. Jans, A. Jawahery, C. Jayaweera, A. Jelavic, V. Jevtic, Z. Jia, E. Jiang, X. Jiang, Y. Jiang, Y. J. Jiang, E. Jimenez Moya, N. Jindal, M. John, A. John Rubesh Rajan, D. Johnson, C. R. Jones, S. Joshi, B. Jost, J. Juan Castella, N. Jurik, I. Juszczak, K. Kalecinska, D. Kaminaris, S. Kandybei, M. Kane, Y. Kang, C. Kar, A. Kauniskangas, J. W. Kautz, M. K. Kazanecki, F. Keizer, M. Kenzie, T. Ketel, B. Khanji, S. Kholodenko, V. Kholoimov, G. Khreich, F. Kiraz, T. Kirn, V. S. Kirsebom, N. Kleijne, A. Kleimenova, D. Klekots, K. Klimaszewski, M. R. Kmiec, T. Knospe, R. Kolb, S. Koliiev, L. Kolk, A. Konoplyannikov, P. Kooij, P. Kopciewicz, P. Koppenburg, A. Korchin, I. Kostiuk, O. Kot, S. Kotriakhova, E. Kowalczyk, O. Kravcov, M. Kreps, W. Krupa, W. Krzemien, O. Kshyvanskyi, S. Kubis, M. Kucharczyk, A. Kupsc, A. Kurzina, V. Kushnir, B. Kutsenko, J. Kvapil, I. Kyryllin, D. Lacarrere, P. Laguarta Gonzalez, A. Lai, A. Lampis, D. Lancierini, C. Landesa Gomez, G. Lanfranchi, C. Langenbruch, T. Latham, F. Lazzari, C. Lazzeroni, R. Le Gac, H. Lee, R. Lefèvre, M. Lehuraux, C. Lemettais, E. Lemos Cid, O. Leroy, T. Lesiak, E. D. Lesser, B. Leverington, A. Li, C. Li, C. Li, H. Li, J. Li, K. Li, L. Li, L. Li, P. Li, P. -R. Li, Q. Li, T. Li, T. Li, W. Li, Y. Li, Y. Li, Y. Li, Z. Li, Z. Lian, Q. Liang, X. Liang, Z. Liang, S. Libralon, A. Lightbody, J. Lin, S. Lin, T. Lin, R. Lindner, H. Linton, R. Litvinov, D. Liu, F. L. Liu, G. Liu, K. Liu, S. Liu, W. Liu, X. Liu, Y. Liu, Y. Liu, Y. Liu, Y. L. Liu, G. Loachamin Ordonez, I. Lobo, A. Lobo Salvia, A. Loi, T. Long, F. C. L. Lopes, J. H. Lopes, A. Lopez Huertas, C. Lopez Iribarnegaray, Q. Lu, C. Lucarelli, D. Lucchesi, M. Lucio Martinez, Y. Luo, A. Lupato, M. Lupberger, E. Luppi, K. Lynch, J. Lyu, S. Lyu, X. -R. Lyu, H. Ma, S. Maccolini, F. Machefert, F. Maciuc, B. Mack, I. Mackay, L. M. Mackey, L. R. Madhan Mohan, M. J. Madurai, D. Magdalinski, J. J. Malczewski, S. Malde, L. Malentacca, G. Manca, C. Mancuso, R. Manera Escalero, A. Mangalasseri, F. Manganella, R. Mangrulkar, D. Manuzzi, S. Mao, D. Marangotto, J. F. Marchand, R. Marchevski, U. Marconi, L. Mareso, E. Mariani, S. Mariani, C. Marin Benito, J. Marks, A. M. Marshall, L. Martel, G. Martelli, G. Martellotti, L. Martinazzoli, M. Martinelli, C. Martinez, A. Martinez Armas, D. Martinez Gomez, D. Martinez Santos, F. Martinez Vidal, A. Martorell i Granollers, A. Massafferri, R. Matev, A. Mathad, C. Matteuzzi, K. R. Mattioli, L. Matzner, A. Mauri, E. Maurice, J. Mauricio, P. Mayencourt, J. Mazorra de Cos, M. Mazurek, D. Mazzanti Tarancon, M. McCann, N. T. McHugh, A. McNab, R. McNulty, B. Meadows, S. E. R. Medaer, D. Melnychuk, D. Mendoza Granada, P. Menendez Valdes Perez, F. M. Meng, M. Merk, A. Merli, L. Meyer Garcia, D. Miao, H. Miao, S. Mico, M. Mikhasenko, D. A. Milanes, A. Minotti, E. Minucci, B. Mitreska, D. S. Mitzel, R. Mocanu, A. Modak, L. Moeser, R. D. Moise, E. F. Molina Cardenas, T. Mombächer, M. Monk, T. Monnard, S. Monteil, A. Morcillo Gomez, G. Morello, M. J. Morello, M. P. Morgenthaler, A. Moro, J. Moron, W. Morren, A. B. Morris, A. G. Morris, R. Mountain, Z. Mu, N. Muangkod, E. Muhammad, F. Muheim, M. Mulder, K. Müller, V. Mytrochenko, P. Naik, T. Nakada, R. Nandakumar, G. Napoletano, I. Nasteva, M. Needham, N. Neri, S. Neubert, N. Neufeld, J. Nicolini, D. Nicotra, E. M. Niel, L. Nisi, Q. Niu, B. K. Njoki, P. Nogarolli, P. Nogga, J. Nombela Royo, C. Normand, A. Novo Cal, J. Novoa Fernandez, G. Nowak, H. N. Nur, A. Oblakowska-Mucha, T. Oeser, O. Okhrimenko, R. Oldeman, N. Oldman, F. Oliva, E. Olivart Pino, M. Olocco, R. H. O'Neil, J. S. Ordonez Soto, D. Osthues, J. M. Otalora Goicochea, A. Oyanguren, O. Ozcelik, F. Paciolla, A. Padee, K. O. Padeken, B. Pagare, T. Pajero, A. Palano, L. Palini, L. Palombini, M. Palutan, C. Pan, X. Pan, S. Panebianco, S. Paniskaki, L. Paolucci, A. 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Wang, C. Wang, C. Wang, G. Wang, H. Wang, J. Wang, J. Wang, J. Wang, J. Wang, M. Wang, N. W. Wang, X. Wang, X. Wang, X. Wang, X. W. Wang, Y. Wang, Y. Wang, Y. Wang, Y. H. Wang, Z. Wang, Z. Wang, J. A. Ward, M. Waterlaat, N. K. Watson, D. Websdale, Y. Wei, Z. Weida, J. Wendel, B. D. C. Westhenry, A. S. White, C. White, M. Whitehead, E. Whiter, A. R. Wiederhold, D. Wiedner, M. A. Wiegertjes, C. Wild, G. Wilkinson, M. K. Wilkinson, M. Williams, M. J. Williams, M. R. J. Williams, R. Williams, S. Williams, Z. Williams, F. F. Wilson, M. Winn, W. Wislicki, M. Witek, L. Witola, T. Wolf, E. Wood, G. Wormser, S. A. Wotton, H. Wu, J. Wu, T. Wu, X. Wu, Y. Wu, Z. Wu, K. Wyllie, S. Xian, Z. Xiang, Y. Xie, T. X. Xing, A. Xu, L. Xu, M. Xu, R. Xu, Z. Xu, Z. Xu, Z. Xu, Z. Xu, S. Yadav, K. Yang, X. Yang, Y. Yang, Y. Yang, Z. Yang, Z. Yang, H. Yeung, H. Yin, X. Yin, C. Y. Yu, J. Yu, K. Yu, X. Yuan, Y Yuan, S. Zalambani, J. A. Zamora Saa, F. Zangari, M. Zavertyaev, M. Zdybal, F. Zenesini, C. Zeng, M. 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Artigo original sob licença CC BY 4.0 (http://creativecommons.org/licenses/by/4.0/). ✨ Esta é uma explicação gerada por IA do artigo abaixo. Não foi escrita nem endossada pelos autores. Para precisão técnica, consulte o artigo original. Ler aviso legal completo

Resumo Técnico: Observação do estado Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^- em decaimentos B0→D∗−D0K+B^0 \to D^{*-} D^0 K^+

Problema e Motivação
A natureza dos hádrons exóticos, particularmente os estados de charmonium carregados com conteúdo de quarks mínimo ccˉqqˉ′c\bar{c}q\bar{q}', permanece um campo de teste crítico para a Cromodinâmica Quântica (QCD) não perturbativa. O estado Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^- (historicamente referido como Z(4430)−Z(4430)^-) foi relatado pela primeira vez pela colaboração Belle e posteriormente confirmado pelo LHCb no canal de decaimento de charmonium oculto B0→ψ(2S)K+π−B^0 \to \psi(2S) K^+ \pi^-. Embora sua natureza de ressonância e seus números quânticos (JP=1+J^P = 1^+) tenham sido firmemente estabelecidos neste canal, sua estrutura interna — se é um estado molecular D∗Dˉ1D^* \bar{D}_1, um tetraquark compacto ou um efeito cinemático como uma singularidade de triângulo — permanece debatida. Um discriminador crucial entre esses modelos é a força relativa de seus decaimentos de charme aberto versus charme oculto. Até o momento, nenhum modo de decaimento de charme aberto do Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^- havia sido observado, deixando uma lacuna na compreensão de sua dinâmica. Este artigo aborda a busca pelo Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^- no canal de decaimento de charme aberto B0→D∗−D0K+B^0 \to D^{*-} D^0 K^+.

Metodologia
A análise utiliza dados de colisões próton-próton coletados pelo experimento LHCb em energias de centro de massa de s=7,8\sqrt{s} = 7, 8 e $13$ TeV, correspondendo a uma luminosidade integrada de 9 fb−19 \text{ fb}^{-1}. O estudo foca na reconstrução de candidatos B0→D∗−D0K+B^0 \to D^{*-} D^0 K^+, onde D∗−→D0π−D^{*-} \to D^0 \pi^- e os mésons D0D^0 são reconstruídos via K±π∓K^\pm \pi^\mp ou K±π∓π∓π±K^\pm \pi^\mp \pi^\mp \pi^\pm estados finais.

A análise emprega uma análise de amplitude de máxima verossimilhança não parametrizada (Análise de Onda Parcial) usando o software TF-PWA. A amplitude do sinal é construída como uma soma coerente de contribuições ressonantes e não ressonantes através de três subsistemas de dois corpos: D0K+D^0 K^+, D∗−K+D^{*-} K^+ e D∗−D0D^{*-} D^0.

  • Sistema D0K+D^0 K^+: Ressonâncias excitadas conhecidas de Ds+D_s^+ (Ds2∗(2573)+D_{s2}^*(2573)^+, Ds3∗(2860)+D_{s3}^*(2860)^+, Ds1∗(2700)+D_{s1}^*(2700)^+ e Ds1∗(2860)+D_{s1}^*(2860)^+) são incluídas. Os componentes de spin-1 largos são descritos usando um método quase independente de modelo (QMI) com interpolação de spline cúbica para evitar vieses inerentes a somas simples de Breit-Wigner.
  • Sistema D∗−K+D^{*-} K^+: Contribuições ressonantes padrão são consideradas.
  • Sistema D∗−D0D^{*-} D^0: O objetivo principal é testar a presença do estado Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^-. Uma função de Breit-Wigner relativística é introduzida para modelar esta contribuição.

O ajuste é realizado simultaneamente através de seis subamostras independentes (combinações de modos de decaimento de D0D^0 e dados de Run 1/Run 2). As incertezas sistemáticas são avaliadas variando modelos de sinal e fundo, mapas de eficiência e descrições de amplitude (incluindo modelos alternativos de K-matrix e variações do raio de Blatt-Weisskopf).

Principais Resultados

  1. Necessidade do Tetraquark: Um ajuste de referência incluindo apenas ressonâncias conhecidas de D0K+D^0 K^+ falha em descrever os dados, especificamente falhando em reproduzir um dip pronunciado observado no espectro de massa invariante D∗−D0D^{*-} D^0 próximo a $4.4GeV.O GeV. O \chi^2$ deste ajuste de referência é $82.1$ para 64 bins.
  2. Observação do Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^-: A inclusão do estado Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^- no subsistema D∗−D0D^{*-} D^0 melhora significativamente a qualidade do ajuste, reduzindo o χ2\chi^2 para $72.8$. A mudança no log-verossimilhança negativa (2ΔNLL2\Delta NLL) é $-43.0$ com 2 graus de liberdade, correspondendo a uma significância estatística de 6.2σ6.2\sigma.
  3. Propriedades:
    • Spin-Paridade: A hipótese JP=1+J^P = 1^+ é preferida sobre as atribuições 0−,1−,2±0^-, 1^-, 2^\pm e 3+3^+ por mais de 5σ5\sigma.
    • Massa e Largura: Quando permitidas de variar, a massa ajustada é 4424±21±124424 \pm 21 \pm 12 MeV e a largura é 145±39±17145 \pm 39 \pm 17 MeV. Estas são consistentes com medições anteriores no canal ψ(2S)π−\psi(2S)\pi^- dentro de 1.8σ1.8\sigma e 0.7σ0.7\sigma, respectivamente.
    • Fração de Ajuste: A fração de ajuste do Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^- é (1.3±0.4)%(1.3 \pm 0.4)\%. A análise nota grandes efeitos de interferência negativa com a onda S QMI e componentes não ressonantes, que são necessários para gerar a estrutura de dip observada.
  4. Exclusão de Outros Estados: A inclusão de outros candidatos exóticos como Tccˉ1(4200)−T_{c\bar{c}1}(4200)^-, Tccˉ1(3900)−T_{c\bar{c}1}(3900)^- e Tcs1∗(2900)0T_{cs1}^*(2900)^0 produz melhorias marginais na qualidade do ajuste (significâncias de 3.6σ3.6\sigma, 1.3σ1.3\sigma e 2.6σ2.6\sigma respectivamente quando testados individualmente, diminuindo ainda mais quando incluídos simultaneamente). Limites superiores em suas frações de ajuste são estabelecidos no nível de confiança de 95%.
  5. Razões de Ramificação: O produto das frações de ramificação B(B0→Tccˉ1K+)×B(Tccˉ1→D∗−D0)\mathcal{B}(B^0 \to T_{c\bar{c}1} K^+) \times \mathcal{B}(T_{c\bar{c}1} \to D^{*-} D^0) é medido. A razão das larguras parciais de decaimento é determinada como Γ(Tccˉ1→D∗−D0)/Γ(Tccˉ1→ψ(2S)π−)=0.96±0.29±0.22±0.57\Gamma(T_{c\bar{c}1} \to D^{*-} D^0) / \Gamma(T_{c\bar{c}1} \to \psi(2S)\pi^-) = 0.96 \pm 0.29 \pm 0.22 \pm 0.57.

Significância e Alegações
O artigo alega a primeira observação do estado Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^- em um canal de decaimento de charme aberto (D∗−D0D^{*-} D^0). A observação é confirmada em uma significância estatística superior a 5σ5\sigma (especificamente 5.3σ5.3\sigma após considerar as incertezas sistemáticas).

Os autores afirmam que as propriedades medidas (massa, largura e spin-paridade) são consistentes com as anteriormente medidas no canal de charme oculto ψ(2S)π−\psi(2S)\pi^-. Crucialmente, a razão medida de larguras parciais para estados de charme aberto e charme oculto é próxima da unidade. O artigo conclui que este resultado desfavorece a dominância de qualquer um dos modos de decaimento e fornece "entrada importante para entender sua estrutura interna", embora note explicitamente que "cálculos teóricos dedicados ainda são escassos" para interpretar esta razão específica. A observação confirma que o Tccˉ1(4430)−T_{c\bar{c}1}(4430)^- é uma ressonância genuína com acoplamento significativo aos estados de final de charme aberto.

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