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Measurement of the fragmentation properties of jets containing $\Upsilon$ (nS) mesons in proton-proton collisions at $\sqrt{s}$ = 13 TeV

En utilisant des données de collisions proton-proton à $\sqrt{s}$ = 13 TeV, cette étude mesure les propriétés de fragmentation des jets contenant des mésons $\Upsilon$ (nS) et conclut que les modèles de Monte Carlo actuels, incluant les développements récents sur la production de quarkonia, ne parviennent pas à décrire de manière satisfaisante les projections de l'impulsion longitudinale et transversale observées.

Auteurs originaux : CMS Collaboration

Publié 2026-07-29

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CC BY 4.0

Auteurs originaux : CMS Collaboration

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Imaginez l'univers comme une cuisine géante et chaotique où les ingrédients fondamentaux de la matière sont constamment mélangés. Dans cette cuisine, les chefs les plus célèbres sont les protons, qui s'entrechoquent à des vitesses proches de celle de la lumière à l'intérieur d'un anneau massif appelé le Grand Collisionneur de Hadrons (LHC). Lorsque ces protons entrent en collision, ils ne se contentent pas de se briser ; ils explosent en une pluie de nouvelles particules. Parmi ces particules se trouvent les « quarks lourds », qui sont comme les ingrédients denses et pesants de l'univers. Lorsqu'un quark lourd rencontre son partenaire anti-quark, ils s'attachent ensemble pour former un état lié appelé « quarkonium ». Voyez cela comme un aimant robuste qui se referme brusquement.

Le grand mystère que les scientifiques tentent de résoudre est de savoir comment ces aimants se forment et se comportent lorsqu'ils naissent au sein d'une tempête chaotique d'autres particules. Plus précisément, ils veulent savoir quelle part de l'énergie de la « tempête » l'aimant s'attribue pour lui-même. En termes de physique, cela s'appelle la « fragmentation ». C'est comme regarder une goutte d'eau spécifique tenter de surfer sur une vague : est-ce qu'elle surfe pile sur la crête, transportant la majeure partie de l'énergie de la vague, ou est-ce qu'elle est ballottée, ne transportant qu'une infime partie ? Les scientifiques disposent de programmes informatiques, tels des chefs numériques, qui tentent de simuler cette cuisine. Ils ont écrit des recettes (des théories) pour prédire exactement quelle quantité d'énergie ces aimants lourds devraient saisir. Mais jusqu'à présent, personne n'avait vérifié si ces recettes correspondent réellement à ce qui se passe dans la cuisine réelle à haute vitesse.

Ce document est un rapport de l'expérience CMS, un détecteur géant situé au LHC qui agit comme un appareil photo ultra-rapide prenant des clichés de ces collisions de protons. Les scientifiques ont analysé des données provenant de 138 millions de milliards de collisions (une luminosité intégrée de 138 fb⁻¹) où des protons se sont fracassés à une énergie de centre de masse de 13 TeV. Ils se sont concentrés sur un type spécifique de lourd aimant appelé le méson $\Upsilon(nS)$ (prononcé « upsilon »), qui est composé de quarks bottom. Ils n'ont pas seulement observé les aimants ; ils ont observé les « jets » de particules à l'intérieur desquels les aimants sont nés. Un jet est comme un jet de débris jaillissant du point de collision.

L'équipe a mesuré deux choses principales pour voir comment le méson $\Upsilon$ « surfait » sur son jet. Premièrement, ils ont mesuré le profil « longitudinal », ce qui revient à demander : « Quelle part de la vitesse vers l'avant du jet le méson $\Upsilon$ transporte-t-il réellement ? » Ils appellent ce nombre $z$ . Deuxièmement, ils ont mesuré le profil « transverse », qui demande : « À quel point le méson $\Upsilon$ oscille-t-il de gauche à droite par rapport à la trajectoire du jet ? » Ils appellent cela $p_{rel}^T$ .

Lorsqu'ils ont comparé leurs mesures du monde réel aux prédictions des programmes informatiques (spécifiquement des versions du programme appelé PYTHIA 8.240 et la plus récente PYTHIA 8.310), ils ont constaté un décalage. Les simulations informatiques prédisaient que les mésons $\Upsilon$ seraient très « isolés », ce qui signifie qu'ils porteraient une énorme partie de l'énergie du jet et resteraient très proches du centre de la projection. Cependant, les données réelles ont montré quelque chose de différent. Les mésons $\Upsilon$ réels transportaient moins d'énergie que ce que les ordinateurs prédisaient et oscillaient davantage de gauche à droite. En d'autres termes, les vrais aimants étaient plus bousculés par la tempête que ne le suggéraient les recettes.

Les auteurs ont découvert que même la version la plus récente du programme informatique, qui incluait des règles mises à jour sur la façon dont les particules interagissent, ne pouvait toujours pas correspondre parfaitement aux données. Les simulations sous-estimaient systématiquement la quantité de « désordre » supplémentaire (activité hadronique) à l'intérieur des jets et surestimaient la quantité d'énergie que les mésons $\Upsilon$ conservaient pour eux-mêmes. Bien que les nouvelles simulations allaient dans la bonne direction, elles n'étaient toujours pas suffisantes pour décrire la réalité observée dans le détecteur.

Ce résultat suggère que notre compréhension actuelle de la manière dont les quarks lourds se transforment en ces états liés à l'intérieur d'un jet est incomplète. Le document conclut que les modèles utilisés pour décrire ces processus doivent être améliorés. Il ne dit pas que les théories sont fausses, mais plutôt qu'elles manquent de certains détails sur la façon dont les quarks lourds interagissent avec les particules environnantes. Cette mesure ajoute une nouvelle pièce au puzzle du « puzzle de la polarisation du quarkonium », un mystère de longue date en physique concernant la raison pour laquelle ces particules se comportent différemment de ce que prédisent nos meilleures théories. Les scientifiques espèrent qu'en fournissant ces mesures précises de la manière dont les mésons $\Upsilon$ partagent leur énergie avec leurs jets, ils pourront aider les théoriciens à affiner leurs recettes afin que la cuisine numérique corresponde enfin à la cuisine réelle.

Résumé technique : Mesure des propriétés de fragmentation des jets contenant des mésons $\Upsilon(nS)$

Problématique et motivation
La production de quarkonia (états liés de paires quark lourd-antiquark) implique des aspects tant perturbatifs que non perturbatifs de la chromodynamique quantique (QCD). Bien que la production initiale de la paire quark lourd-antiquark puisse être décrite de manière perturbative, l'évolution ultérieure en un état de quarkonium physique nécessite une modélisation non perturbative, souvent traitée via la QCD non relativiste (NRQCD). Une divergence persistante, connue sous le nom de « puzzle de la polarisation du quarkonium », existe entre les prédictions théoriques (qui suggèrent une polarisation principalement transverse à haute impulsion transversale) et les observations expérimentales (qui montrent une polarisation très faible).

Des mesures récentes de jets contenant des mésons $J/\psi$ ont révélé que les générateurs de Monte Carlo (MC), spécifiquement PYTHIA 8.2 et 8.3, sous-estiment la quantité d'activité hadronique supplémentaire à l'intérieur des jets contenant des quarkonia. Ces divergences suggèrent des lacunes dans la modélisation des éléments de matrice à longue distance (LDME) et de la fragmentation des gerbes de partons en quarkonia. Alors que les études précédentes se sont concentrées sur le charmonium ( $J/\psi$ ), la production de bottomonium ( $\Upsilon$ ) offre un terrain de test potentiellement plus propre en raison de la masse plus grande du quark bottom, qui fournit une échelle plus dure et une meilleure séparation entre les régimes perturbatifs et non perturbatifs. Ce document traite de l'absence de données sur les propriétés de fragmentation des jets contenant des mésons $\Upsilon(nS)$ ( $\Upsilon(1S)$ , $\Upsilon(2S)$ et $\Upsilon(3S)$ ) afin de fournir de nouvelles contraintes sur la modélisation NRQCD.

Méthodologie
L'analyse utilise les données de collisions proton-proton collectées par l'expérience CMS à $\sqrt{s} = 13$ TeV, correspondant à une luminosité intégrée de 138 fb $^{-1}$ (2016–2018).

Sélection d'événements : Les candidats $\Upsilon$ sont reconstruits via leur désintégration en paires de muons de signes opposés ( $\mu^+\mu^-$ ). Les muons doivent avoir un $p_T > 6$ GeV et $|\eta| < 1,4$ . Le système dimuon doit avoir un $p_T > 15$ GeV et $|y| < 1,2$ .
Association aux jets : Les candidats $\Upsilon$ sélectionnés doivent être des constituants d'un jet reconstruit. Les jets sont regroupés à l'aide de l'algorithme anti- $k_T$ avec un paramètre de distance $R=0,4$ . Pour corriger le biais introduit par l'inclusion des muons dans l'échelle d'énergie des jets (qui est typiquement calibrée sur des jets inclusifs sans muons), une méthode de « soustraction de muon » est employée : les quatre-moments des muons sont soustraits du quatre-moment du jet avant d'appliquer les corrections standards. Les jets doivent avoir un $p_T > 60$ GeV et $|\eta| < 1,5$ .
Détermination du rendement : La distribution de la masse invariante des paires dimuons est ajustée à l'aide d'une approche de maximum de vraisemblance. Les composantes du signal ( $\Upsilon(1S)$ , $\Upsilon(2S)$ , $\Upsilon(3S)$ ) sont modélisées avec des fonctions Crystal-Ball, tandis que le bruit de fond est décrit par un polynôme de Tchebychev de troisième ordre.
Observables : Deux variables de fragmentation sont mesurées :
1. Profil longitudinal ( $z$ ) : La fraction de l'impulsion du jet portée par le méson $\Upsilon$ le long de l'axe du jet, définie par $z = (\vec{p}_{jet} \cdot \vec{p}_{\Upsilon}) / |\vec{p}_{jet}|^2$ .
2. Profil transverse ( $p_{rel}^T$ ) : L'impulsion du méson $\Upsilon$ perpendiculairement à l'axe du jet, définie par $p_{rel}^T = |\vec{p}_{jet} \times \vec{p}_{\Upsilon}| / |\vec{p}_{jet}|$ .
Unfolding (Déconvolution) : Les distributions au niveau du détecteur sont corrigées au niveau particule via la méthode de déconvolution itérative de D'Agostini. Des matrices de transfert sont dérivées de simulations PYTHIA 8.240 (tune CP1), tenant compte des effets de résolution, de la migration entre les bacs et des inefficacités du détecteur.
Comparaison Monte Carlo : Les résultats sont comparés à PYTHIA 8.240 et PYTHIA 8.310. Cette dernière version incorpore un traitement novateur de la production de quarkonia dans les gerbes de partons (processus de fragmentation NRQCD implémentés dans des gerbes de type temps-forme/time-like). Les deux versions utilisent les tunes CP1 et CP5, qui diffèrent par l'ordre perturbatif de la course de la constante de couplage forte et les fonctions de distribution de partons (PDF).

Principales contributions

Première mesure : Ce travail présente la première mesure des propriétés de fragmentation des jets contenant des mésons $\Upsilon(nS)$ .
Sensibilité transverse : Contra irement aux études précédentes qui se concentraient principalement sur la fragmentation longitudinale, cette analyse inclut le profil d'impulsion transverse ( $p_{rel}^T$ ), renforçant la sensibilité aux distributions dépendantes de l'impulsion transverse (TMD) et à la dynamique non perturbative.
Évaluation des incertitudes systématiques : Une évaluation complète des incertitudes systématiques est fournie, incluant la reconstruction des objets (échelle/résolution d'énergie des jets, efficacité des muons), la reconstruction des événements (pileup, pré-tir du trigger) et la dépendance du modèle d'unfolding. L'incertitude du modèle, provenant de la dépendance de l'unfolding vis-à-vis du générateur MC, est identifiée comme la source dominante, particulièrement dans la région colinéaire ( $z \approx 1$ ).

Résultats
Les distributions mesurées au niveau particule montrent des divergences significatives avec toutes les prédictions Monte Carlo testées :

Profil longitudinal ( $z$ ) : Les données indiquent que les mésons $\Upsilon$ portent une fraction plus petite de l'impulsion du jet que ce que prédit PYTHIA. Les générateurs MC prédisent des quarkonia plus isolés (valeurs de $z$ plus élevées) que ce qui est observé.
Profil transverse ( $p_{rel}^T$ ) : Les données montrent que les mésons $\Upsilon$ ont une impulsion transverse plus grande par rapport à l'axe du jet que ce que prédisent les simulations.
Performance des modèles : Ni PYTHIA 8.240 ni PYTHIA 8.310 ne parviennent à reproduire les données. Bien que PYTHIA 8.310, qui inclut la fragmentation par gerbe de partons, prédise des quarkonia moins isolés ( $z$ plus bas) que la version 8.240, la prédiction reste insuffisante pour décrire les données.
Différences de tunes : Des différences faibles mais claires sont observées entre les tunes CP1 et CP5. La tune CP1, utilisant une valeur plus grande de $\alpha_S$ pour le rayonnement, génère plus d'activité hadronique, ce qui résulte en des $\Upsilon$ légèrement moins isolés ( $z$ plus bas, $p_{rel}^T$ plus élevé) par rapport à CP5, rapprochant marginalement la prédiction des données, bien que le résultat demeure insatisfaisant.

Signification
L'article affirme que ces mesures constituent de nouveaux tests rigoureux pour la NRQCD. Les divergences observées, de magnitude comparable aux précédentes mesures de $J/\psi$ par LHCb et CMS, indiquent que les modèles théoriques actuels de production de quarkonia dans les gerbes de partons sont incomplets. Plus précisément, les résultats suggèrent que la modélisation des éléments de matrice à longue distance et l'interaction entre les mécanismes de singulet de couleur et d'octet de couleur nécessitent des améliorations. La sensibilité simultanée aux structures longitudinales et transverses offre des contraintes supplémentaires qui pourraient aider à distinguer les contributions des différents états de Fock et des états de moment angulaire d'ordre supérieur. En fin de compte, ces résultats devraient contribuer à résoudre le puzzle de la polarisation du quarkonium en affinant la compréhension de la dynamique non perturbative dans la production de quarks lourds.

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