qcd, physique hadronique et physique des saveurs au lpt

Introduction Physique de la saveur Physique des neutrinos QCD non-perturbatif Approches perturbatives

QCD, physique hadronique et physique des saveurs au LPT

Samuel Wallon

Université Pierre et Marie Curieet

Laboratoire de Physique ThéoriqueCNRS / Université Paris Sud

Orsay

Journée des entrantsLaboratoire de Physique Théorique

18 octobre 2013

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IntroductionQui ?

Permanents :Asmâa Abada

Benoît Blossier

Damir Becirevic

Philippe Boucaud

Sébastien Descotes-Genon

Samuel Wallon

Retraités :Michel FontannazJean-Pierre LeroyAlain Le YaouancLuis OliverOlivier PèneJean-Claude RaynalDominique Schi�Thésards :Renaud Boussarie

Bertrand Ducloué

Antoine Gérardin

Michele Lucente

Luiz Vale 2 / 19


IntroductionLe modèle standard : une belle zoologie !

Quarks(int. forte, faible,

électromagnétique)

Leptons chargés(int. faible,

électromagnétique)

Leptons neutres(int. faible)

Particules de matière bosonvecteur

bosonBrout-Englert-Higgs

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Violation CP

Sources de violation CP

C (conjugaison de charge), P (parité) ne sont pas conservés

Le produit CP n'est pas conservé

Heureusement, car nous ne serions pas là :rapport matière / antimatière très disymétrique, alors qu'il ne l'était pas apriori lors de la formation de l'univers

Sources de violation CP :

matrice CKM (Cabibbo-Kobayashi-Maskawa) :états propres des quarks libres |Ψ〉 6= états propres de masse)

états propres des quarks en interaction faible |Ψ′〉 états propres de saveur)

⇒ VCKM = matrice unitaire qui décrit la probabilité de changement desaveur d'un quark lors d'une interaction faible |Ψ′〉 = VCKM |Ψ′〉3 générations ⇒ une phase = source de violation CP

interaction forte : oui... mais aucun signe expérimental !

matrice PMNS (Pontecorvo, Maki, Nakagawa, Sakata) :analogue de CKM pour les neutrinospreuve expérimentale par les oscillations neutrinos (1998)⇒ un pas au-delà du modèle standard

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Physique de la saveur

Matrice CKM

Structure de la matrice CKM :

Un triangle d'unitarité typique pour VCKM :Vud V

∗ub + Vcd V

∗cb + Vtd V

∗tb = 0 (1ère et 3ème colonnes)

Rem. : la surface du triangle mesure l'importance de la violation CP

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CKM-�tterSébastien Descotes-Genon

données = (contribution int. faible) ⊗ QCDon a donc besoin de connaître très précisément les contributions de QCD(QCD sur réseau, HQET, SCET, ...)un traitement statistique sophistiqué doit être mené pour espérer extraireles contributions du secteur électrofaible avec la précision requise pourpotentiellement mettre en évidence des signaux de nouvelle physiqueexemple de contrainte fortes : mélanges dans les mésons neutres Bd , Bset K

CKM-�tter : A. Lenz, U. Nierste, J. Charles, S. Descotes-Genon, H. Lacker, S. Monteil,

V. Niess, S. T'Jampens6 / 19



A la recherche de processus favorablesSébastien Descotes-Genon, Damir Becirevi¢

désintégrations radiatives du B en particulier B → K∗`+`−

processus rare avec changement de saveur sans changement de chargeélectrique (FCNC : �avor-changing neutral currents) (LHCb)

à la limite mu = mc = mt, ce processus seraitcomplètement supprimé car V est unitaire :

Vub V∗us + Vcb V

∗cs + Vtb V

∗ts = 0

Processus à 4 corps dans l'état �nal : lesmultiples distributions angulaires donnentaccès à de nombreuses observablessensibles à la nouvelle physique

l'étude précise des contributions de QCD est cependant très délicateS. Descotes-Genon, T. Hurth, J. Matias, J. Virto, JHEP 1305 (2013) 137

D. Becirevi¢, A. Tayduganov, Nucl.Phys. B868 (2013) 368-382

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Physique des neutrinos

Les neutrinos : ou comment attaquer le puzzle à partir d'une pièceAsmaa Abada, Michele Lucente

Expérimentalement, la matrice PMNS est non-triviale

Pourquoi les neutrinos ont-ils une masse, et pourquoi si petite ?

mécanisme see-saw : les neutrinos sont des particules de Majorana (i.e. leurpropre anti-particule)on introduit des neutrinos droits νR très massifs(inverse see-saw : on introduit en plus des fermions singulets de saveur)on diagonalise la matrice de masse. Après mécanisme BEH :mνactif ' 1

mνRl'existence de neutrinos stériles (qui n'interagissent que par gravitation)conduit à une matrice PMNS non unitaire pour les ν actifs ⇒ violation CP

Conséquence : rapport matière/ antimatière 6= 1 pour les leptons

Liens physique des particules - cosmologie :Passage leptogénèse → hadrogénèse : par un mécanisme non-perturbatif(sphaléron = solution de type point-selle des équations du mouvement ⇒non-conservation des nombres leptoniques et baryoniques)

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Physique des neutrinos

E�et des mécanismes de génération de masse (contributions éventuelles de

nouvelle physique) sur les observables hadroniques : test de l'universalité de lasaveur leptonique, e.g. rapports d'embranchement éliminant avec unebonne précision les e�ets des éléments de matrice hadronique

RK ≡ Γ(K+ → e+ν)

Γ(K+ → µ+ν), Rπ ≡ Γ(π+ → e+ν)

Γ(π+ → µ+ν),

A. Abada, D. Das, A.M. Teixeira, A. Vicente, C. Weiland JHEP 1302 (2013) 048

Lien physique des particules - astrophysique -> rôle des neutrinos dansl'évolution (supernovae, évolution stellaire)

Lien physique des particules à haute (collisionneurs LHC, futur LC) et basseénergies (e.g. MEG) : recherche de violation de la saveur leptonique.

MEG : recherche de µ→ e γ ��.4��5��"$�"/ �6�7�.4��9��"$��$��"$�&/

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Con�nement en QCD

QCD sur réseauDamir Becirevic, Benoît Blossier, Philippe Boucaud, Alain Le Yaouanc

Jean-Pierre Leroy, Olivier Pène, Antoine Gérardin

Depuis leur invention les réseaux ont progressivement améliorés leurerreurs systématiques (par ordre historique et de complexité) :

approximation quenched : les boucles de fermions ne sont pas prise encompte (évite le calcul de déterminants très coûteux en temps de calcul)amelioration o(a) (taille de la maille du réseau)premières simulation Nf = 2simulation Nf = 2 + 1simulation Nf = 2 + 1 + 1 (u, d, s, c) (cf �gures)simulation Nf = 2 (u, d à la masse physique) (en cours)

Plusieurs objectifs :

étude de la dynamique propre à QCD dans le régime non-perturbatif :spectre des particules, évolution du couplage de QCDcalcul d'éléments de matrice pour la recherche de nouvelle physique

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QCD et con�nement

Couplage de QCD sur le réseau

Vertex gluon-fantôme-fantôme nu : !"#$% #&'($ &*&+,-

b c

a, µ

p−gsfabcpµ

Corrections de QCD au vertex nu : Zg = Z1

Z1/23 Z

1/23 Z

1/23

Mais miracle : dans la limite où l'impulsion du fantôme entrant s'annulle,Z1 = 1Dans le schéma MOM, seuls les corrélateurs à deux points sontnécessaires : meilleur contrôle du signal

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QCD et con�nement

Couplage de QCD sur le réseau

la constante de couplage pour plusieursmasse légères (µl) et plusieurs mailles

le �t avec l'expression théorique OPEdominant i.e. terme perturbatif + termeen 1/p2

(∼ OK pour q & 3, 5 GeV)

le �t obtenu en ajoutant un terme enpuissance d'ordre superieur en 1/px

(∼ OK pour q & 2 GeV

αpert.S (q2) =

g2S(q2)

4πconnue à 4 boucles

1

0 0.5 1 1.5 2 2.5 3 3.5 4 4.5 5 5.5 6 6.5 7

q [GeV]

0.5

1

1.5

αT(q

2)

β=2.10, aµl=0.002

β=1.90, aµl=0.005

β=1.90, aµl=0.004

β=1.90, aµl=0.003

ΛMS

= 323 MeV

g2<A

2> = 4.0 GeV

2

(- d_x)1/5.73

= 1.65 GeV

ΛMS

= 333 MeV

g2<A

2> = 3.0 GeV

2

α = αpert ∗

1 + 9

q2 R(αpert

T (q2), αpertT (q2

0)) (αpert

T (q2)

αpertT (q2

0)

)1− γA20β0 〈A2〉q2

04(N2

C−1) + . . .

L'échelle en GeV est obtenue par la mesure et l'extrapolation chirale de fπet mπ

on obtient la forme de αS(q), la valeur de ΛMS , la valeur du condensat〈A2〉

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QCD et con�nement

Mesures de (αS/αpert − 1)q2

= correction non perturbative en fonction de q

Courbe théorique attendueB. Blossier, Ph. Boucaud, M. Brinet, F. De Soto, V.

Morenas, O. Pène, K. Petrov, J. Rodríguez-Quintero,

arXiv :1310.3763 [hep-ph]

Rem : on peut tester le développement enproduits d'opérateurs sur di�érentesobservablesPh. Boucaud, M. Brinet, F. De Soto, V. Morenas, O.

Pène, K. Petrov, J. Rodríguez-Quintero,

arXiv :1310.4087 [hep-ph]

(α

αpert− 1 − dx

qx

)∗ a2q2

x

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QCD et con�nement : saveurs lourdes

Première étude sur le réseau de la transition entreune excitation radiale (B∗

′) et un état

fondamental (B) en mesurant l'élément de matrice

axial 〈B∗′ |A0|B〉 ≡ g12 dans la limite statique dela Théorie E�ective des Quarks Lourds (HQET).

obtention d'un plateau sur le réseau

le résultat est obtenu après extrapolation vers lecontinu et dans la limite chirale

g12 ∼ −0.15 : cela con�rme une hypothèse émiseau début des années 2000 par le groupe d'Orsaypour expliquer le désaccord entre le couplagegD∗Dπ mesuré expérimentalement et sonestimation �naïve� par les règles de somme sur lecône de lumière : les états excités ne peuvent pasêtre négligés du côté hadronique de la règle desomme.

4 8t/a

-0.4

-0.3

-0.2

g 12

(0)

0 0.002 0.004 0.0062 2

-0.25

-0.2

-0.15

-0.1

g 12

mπ = 435 MeV

mπ = 310 MeV

mπ = mπphys

B. Blossier, J. Bulava, M. Donnellan, A. Gérardin, Phys.Rev. D87 (2013) 094518

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QCD et con�nement : saveurs lourdes

Etude de la désintégration semileptonique B → D′lνD′ = excitation radiale du méson D

Hypothèse phénoménologique d'un facteur de forme fB→D′

+ élevé testée sur latransition non leptonique B → D′π. Le processus B− → D′0π− dit de �ClasseIII� a une contribution paramétrée par la constante d'annihilation fD′ , extraitedes simulations numériques.

b

u

c u

d∼

B D′

π

+

B π

D′

0 10 20 30 40 50 600.0

0.5

1.0

1.5

2.0

MeV

D

0 10 20 30 40 50 600.0

0.5

1.0

1.5

2.0

mq@MeVD

f D'�

f Dm

D'�m

D

Extrapolations chirale et vers le continu de mD′/mD et fD′/fD

fD′/fD ∼ 0.6 ; il est possible de mesurer B(B− → D′0π−), par exemple à

LHCb, et de valider l'hypothèse d'un facteur de forme fB→D′

+ élevé.

D. Becirevic, B. Blossier, A. Gérardin, A. Le Yaouanc, F. San�lippo,

Nucl.Phys. B872 (2013) 313-332

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L'image ultime de la structure interne des hadrons

PSfrag repla ements

x

y

z

x p+ kT ~b

� d 3�b

f ( x , kT )

TMDs

� d 2 k T� Fourier (�b)

GPDs

f ( x)

PDFs

H ( x ,� , t)

� dx

FFs GFFs

t=0

H ( x , 0, t )�=0

� dx xn�1

Facteurs de forme généralisésréseauxfacteurs de formediffusion élastiqueprocessus inclusifs et

semi-inclusifsdistribution de

partons

GE ,M (t)

distributions de partons généralisées

processus exclusifs

processus semi-inclusifs

distributions en moment transverse

distributions en paramètre d'impact

f ( x ,bT )

3D

1D

bT��

t=��2

� d 2 k T� d r z

� d 2bT� d 2 k T

uPDFs (gluons)limite de Regge perturbative

distributions de partons non intégrées

distributions de Wigner pour les hadrons W (x ,�b , kT )6D

=

PSfrag repla ements

γ∗ γ

s

t

p p′

Q2

GPD

CF

x+ ξ x− ξ

PSfrag repla ements

γ∗

s

t

h h′

Q2

GPD

CF

D

A

x+ ξ x− ξ

u

−u

ρ, π

PSfrag repla ements

γ

γ∗

s

t

Q2

h

h′

GDACF

PSfrag repla ements

h

h′

Q2

s

t

γ∗

γ

x+ ξ x− ξ

TDA

CF

Expérimentalement inaccessible directement

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QCD aux collisionneurs à très haute énergie

Samuel Wallon, Bertrand Ducloué

Jets Mueller-Navelet (1987) au LHCprocessus dominés par l'échange et la production de gluons :

émettre beaucoup de gluons mous coûte très peu d'énergie⇒ grandes sections e�caces + décorrélation ?

PSfrag repla ements

p(p1)

p(p2)

jet1 (k⊥1, φ1)

jet2 (k⊥2, φ2)

φ1

φ2 − π

grande

rapidité -

grande

rapidité +

rapidité 0

plan ⊥

A

x

e

d

e

s

f

a

i

s

e

a

u

x

φ = φ1 − (φ2 − π)k⊥1 ∼ k⊥2

PSfrag repla ements

p(p1)

p(p2)

←−−−−−−−− vertex du jet1 NLL

←−−−−−−−− vertex du jet2 NLL

gap en

rapidité

gap en

rapidité

︸︷︷

︸

fon tion de

Green NLL

parton

(PDF)

parton

(PDF)

premier al ul omplet à l'ordre des

logarithmes sous-dominants de l'énergie

(NLL)

prédi tion pour LHC : dé orrélation

angulaire faible

D. Colferai, F. S hwennsen, S. Szymanowski, S.W.,

JHEP 1012 :026 (2010) 1-72

D. Du loué, S. Szymanowski, S.W., JHEP 1305

(2013) 096 ; arXiv :1309.3229

0.01

0.1

1

0 0.5 1 1.5 2 2.5 3

NLLBLMCMS

PSfrag repla ements

1σ

dσdϕ

ϕ17 / 19


Corrections en puissances dans les processus exclusifs

Samuel Wallon, Renaud Boussarie

Processus exclusifs et corrections en puissancese−p→ e− p ρL,T

!"#$%!" &"' !$ )$*+ *#,$+-+) -. &"/0 &"' .$''-+ "' &*#$+-+)"'

! #$%&'!#&$( $)&(*!&%+ ! #$%&'!#&$( ,-!.#+ *(+%/&+0

123!-4 !" /- "#"+)'

e−e−

γ∗ ρL

p p′

+*.5"-.

−−−−−→

123!-4 !" /- "#"+)'e−

e−

γ∗ρT

! "#$#"% &! '()"*(% +! ,#-.%

/! 0123)"*45$#% 0! 6!

!"#$%&''$()*+ ,+-.-/ 0.120.*

34 6$ !"#$(*+* ,+-.-/ .2)*

M=0.5 GeV

M=1 GeV

M=1.5 GeV

M=0.3 GeV

M=2 GeV

Λ = 0 GeV

0 5 10 15 20 25Q2

0.2

0.4

0.6

0.8

1.0

1.2

T11

T00

7899:&# ;<=> ,;./

! "#$#"% ! &'(('% )! *+,"-+% &! .#/'% 0! 1234,"-5($#% 1! 6!

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5"!' .+" &"' !$ )$*+ &" /- '-).!-)$*+ -. &"/0 &"' .$''-+ "' &*#$+-+)"'

123!-4 !" /- "#"+)' ρLγ∗Ψi Ψf

p p

σ(x⊥) ← .+$5"!'"/

l x⊥+*.5"-.−−−−−→

123!-4 !" /- "#"+)'

γ∗

123!-4 !" /- "#"+)'

123!-4 !" /- "#"+)'

ρT6

123!-4 !" /- "#"+)'

γ∗

123!-4 !" /- "#"+)'123!-4 !" /- "#"+)'

ρT

%+1%*'+(#!#&$( 2&1$)!&%+

! &'(('% 0! 1234,"-5($#% 1! 6!

AB D! .73(! & !" ;<=>E? >FGH= I

,/J#+ K>E=<!>LHH M7'NGN7℄

Q2= 3.3 GeV

2

Q2= 6.6 GeV

2

Q2= 11.9 GeV

2

Q2= 19.5 GeV

2

Q2= 35.6 GeV

2

40 60 80 100 120 140 160WHGeVL

1

5

10

50

100

500

1000

ΣHnbL

Q2= 2.4 GeV

2

Q2= 6.0 GeV

2

Q2= 3.7 GeV

2

Q2= 13.5 GeV

2

Q2= 8.3 GeV

2

Q2= 32. GeV

2

10050 20030 15070WHGeVL

1

5

10

50

100

500

1000

ΣHnbL78 9:;2

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QCD aux collisionneurs

Michel Fontannaz

La mesure de photon �prompt� (i.e. mis en jeu directement dans le sous processus

dur, par opposition aux photons secondaires, e.g. produits en voie π0 → γγ) auxcollisionneurs : excellent test de QCD et du modèle standard, dans leprocessus p p→ γ XProduction de photons secondaire : bruit de fond de la Nouvelle Physique,e.g. production de Higgs dans p p→ H(→ γ γ)X versus p p→ γ γ XCoupures en variables transverses pour isoler le photon prompt (plan y, φ)

Une collection d'hadrons k est dans le cône Cγ(R) si√(yk − yγ)2 + (φk − φγ)2 ≤ R .

Coupure sur l'énergie transverse totale dans le cône :∑k∈Cγ(R)

E(k)T < EisoT avec E

(k)T = E(k) sin θ , (E(k), θ(k)) = (énergie, angle polaire) du hadron k

La limite R→ 0 est pathologique : divergence en lnR de la section e�cace

Origine : divergence collinéaire

resommation des radiations colinéairesCatani, Fontannaz, Guillet, Pilon JHEP 1309 (2013) 007

Collaborations :

Annecy : Aurenche, Guillet, PilonFlorence : Catani

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