ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА, 2023, том 86, № 1, с. 213-219
ЭЛЕМЕНТАРНЫЕ ЧАСТИЦЫ И ПОЛЯ
ДВУХСТРУЙНЫЕ СОБЫТИЯ С БОЛЬШИМ РАЗДЕЛЕНИЕМ
ПО БЫСТРОТЕ В ПРОТОН-ПРОТОННЫХ СТОЛКНОВЕНИЯХ
ПРИ
√s = 2.76 ТэВ НА ДЕТЕКТОРЕ CMS
© 2023 г. А. Ю. Егоров1),2)*
от имени CMS коллаборации
Поступила в редакцию 19.09.2022 г.; после доработки 19.09.2022 г.; принята к публикации 19.09.2022 г.
В работе представлены последние измерения сечений и отношений сечений рождения пар адронных
струй в зависимости от интервала быстроты между струями в паре в протон-протонных столкновениях
при энергии
√s = 2.76 ТэВ, выполненные на детекторе CMS Большого адронного коллайдера.
Измеренные наблюдаемые чувствительны к высокоэнергетическим эффектам эволюции Балицкого-
Фадина-Кураева-Липатова (БФКЛ). Результаты представлены в сравнении с предсказаниями
различных Монте-Карло-генераторов, основанных как на высокоэнергетической эволюции БФКЛ,
так и на эволюции Докшицера-Грибова-Липатова-Альтарелли-Паризи для жестких процессов.
DOI: 10.31857/S0044002723010191, EDN: RBIHKR
1. ВВЕДЕНИЕ
поперечный импульс остается много меньшим по
сравнению c энергией в системе центра масс, так
Жесткие взаимодействия сталкивающихся ад-
что x → 0. В таком режиме важным становится
ронов, когда переданный поперечный импульс p⊥
учет членов ряда пертурбативной КХД, пропор-
одного порядка с энергией в системе центра масс
циональных αns[ln 1/x]n (ГЛП) и αn+1s[ln 1/x]n
√s, так что их отношение x = p⊥/√s порядка 1,
(СГЛП). Суммирование таких вкладов достиг-
описываются в рамках коллинеарной факториза-
нуто в рамках формализма Балицкого-Фадина-
ции. Факторизация в жестком режиме означает,
Кураева-Липатова (БФКЛ) [6-8].
что адрон-адронное сечение рассчитывается как
В то время как формализм ДГЛАП хорошо про-
свертка партон-партонного сечения (подпроцесса)
верен и широко применяется при расчете жестких
и партонных функций распределения. В рамках
процессов, результаты экспериментов по обнару-
коллинеарной факторизации для жесткого режима
жению сигналов эволюции БФКЛ все еще остают-
партонные функции распределения эволюциониру-
ся неоднозначными.
ют с масштабом Q ∼ p⊥ логарифмически соглас-
но уравнениям Докшицера-Грибова-Липатова-
Альтарелли-Паризи (ДГЛАП) [1-5]. Уравнения
2. НАБЛЮДАЕМЫЕ ДЛЯ ПОИСКА
ЭФФЕКТОВ БФКЛ
ДГЛАП получены путем суммирования поправок
пертурбативной квантовой хромодинамики (КХД),
Важным для поиска сигналов эволюции БФКЛ
пропорциональным αns[ln Q]n — главное логариф-
является понимание структуры конечного состо-
мическое приближение (ГЛП) и αn+1s[ln Q]n —
яния, которое характерно для этой эволюции и
его отличие от конечного состояния характерного
следующее за главным логарифмическим прибли-
для эволюции ДГЛАП. Эволюция ДГЛАП стро-
жением (СГЛП), где αs — константа связи силь-
ится на излучении партонов, упорядоченных по
ного взаимодействия.
поперечному импульсу. Таким образом возника-
В экспериментах при тэвных энергиях, как
ет событие, в котором адронные струи излучают-
на Тэватроне и Большом Адронном Коллайдере
ся в основном в центральную область детектора
(БАК), важным становится другой кинематический
сильно упорядоченные по поперечному импульсу.
режим. В этом высокоэнергетическом режиме
Центральная область детектора характеризуется
малыми быстротами, где быстрота — логарифми-
1)НИЦ “Курчатовский институт” — ПИЯФ, Гатчина, Рос-
ческая функция энергии и продольного импульса
сия.
2)Санкт-ПетербургскийполитехническийуниверситетПет-
y = 0.5ln[(E + pz)/(E - pz)], где E — энергия
ра Великого, Санкт-Петербург, Россия.
струи, а pz — импульс струи вдоль пучка (в экс-
*E-mail: anatolii.egorov@cern.ch
периментах ось z выбирается вдоль направления
213
214
ЕГОРОВ
пучка). С другой стороны, в эволюции БФКЛ струи
рением отношений сечений и плохо с азимуталь-
излучаются одного порядка по поперечному им-
ными декорреляциями, в то время как HERWIG
пульсу (диффузия по p⊥), но сильно упорядоченные
[30], выполняющий расчет в том же приближении,
по быстроте. Таким образом, измерение рождения
что и PYTHIA, наоборот. Более того, МК-модели,
адронных струй с большим интервалом быстроты
основанные на ДГЛАП суммировании, часто вклю-
является основным экспериментальным инстру-
чают поправки, такие как поправки на цветовую
ментом для поиска эффектов БФКЛ в столкнове-
когерентность, которые выходят за рамки основ-
ниях адронов.
ного приближения при больших быстротах. Эти
поправки, с одной стороны, малы в центральной
Среди наблюдаемых, предложенных теоретика-
ми, использующих рождение пар адронных струй
области (малые быстроты), что в принципе оправ-
в качестве пробника для обнаружения эволюции
дывает их применение, с другой стороны, стано-
БФКЛ, можно выделить три группы. К первой
вятся нестабильными при больших быстротах, что
может приводить как к совпадению с данными, так
группе относятся сечения и отношения сечений
рождения пар адронных струй с большим раз-
и сильному отклонению от них. Цветовая когерент-
ность приводит к угловому упорядочению в пар-
делением по быстроте [9-12]. Где разделение по
тонном каскаде, что воспроизводит до некоторой
быстроте Δy = |y1 - y2|, y1 и y2 — быстроты струй
степени эффекты БФКЛ. Однако такие поправ-
в паре. Ко второй группе относятся азимутальные
ки на цветовую когерентность не учитывают всех
декорреляции для адронных струй, сильно раз-
вкладов, важных при больших быстротах, которые
деленных по быстроте [13-15]. Эволюция БФКЛ
последовательно учтены в формализме БФКЛ. К
приводит к декорреляции из-за диффузии по p⊥,
сожалению, не существует МК-модели, основан-
в то время как эволюция ДГЛАП оставляет ли-
ной на суммировании ДГЛАП, где можно было бы
дирующие струи (пара струй с максимальными
отключить поправки на цветовую когерентность.
поперечными импульсами) сильно коррелирован-
ными из-за p⊥ упорядочения. Наконец, к третьей
Сравнение эксперимента с вычислением БФКЛ
группе относят рождение пар струй с быстротным
часто затруднительно. Поскольку не для всех на-
провалом между ними [16-18]. Где под быстрот-
блюдаемых известны методы вычисления в СГЛП
ным провалом понимается широкая по быстроте
БФКЛ-приближении. В то же время известно, что
область детектора, где отсутствует адронная ак-
ГЛП-приближение БФКЛ дает только качествен-
тивность в событии. Быстротный провал является
ные предсказания, так как интерсепт померона,
сигналом обмена цветовым синглетом, который в
управляющий ростом сечений с увеличением быст-
роты, сильно переоценивается в этом приближе-
формализме БФКЛ называется помероном.
нии. СГЛП-поправки БФКЛ, с другой стороны,
Указанные наблюдаемые измерялись ранее на
уменьшают интерсепт померона [31]. В случаях,
Тэватроне в экспериментах D0 [19-21] и CDF
когда расчет СГЛП БФКЛ доступен, он пока-
[22] при
√s = 0.68 и 1.8 ТэВ, а также на БАК
зывает хорошее согласие с экспериментом. Так,
в экспериментах ATLAS [23, 24] и CMS [25-28]
СГЛП БФКЛ-расчет доступен для азимутальных
при
√s = 7 ТэВ. Эксперименты на БАК представ-
декорреляций. ГЛП БФКЛ-расчет с суммирова-
ляют уникальную возможность для поиска сиг-
нием главных вкладов СГЛП доступен для обмена
налов БФКЛ, так как БАК предоставляет мак-
цветовым синглетом. Сечения и отношения сечений
симально достижимую в ускорительном экспери-
рассчитываются только на основе ГЛП БФКЛ.
менте энергию до
√s = 13 ТэВ. В то же время
Учитывая вышесказанное, становится важным
CMS предоставляет возможность измерений до
проведение измерений при всех доступных энер-
Δy = 9.4, недостижимого в других экспериментах.
гиях, поскольку известно, что эволюции ДГЛАП
Исходя из характеристики излучения БФКЛ, так
и БФКЛ предсказывают различное поведение с
же важно иметь как можно низкие отборы по
энергией.
поперечному импульсу p⊥min. При измерениях на
CMS p⊥min = 35 ГэВ.
В настоящей работе представлены результаты
измерения сечений и отношений сечений рождения
Результаты сравнения экспериментальных дан-
пар адронных струй с большим разделением по
ных с теоретическими расчетами, выполненными в
быстроте в протон-протонных столкновениях при
генераторах Монте-Карло (МК) или аналитически,
энергии в системе центра масс
√s = 2.76 ТэВ,
показывают, что ни одна модель, основанная на
суммировании логарифмов ДГЛАП, не может пол-
выполненные на детекторе CMS [32]. А именно
ностью описать весь спектр наблюдаемых. Сле-
представлены следующие величины как функции
дует отметить, что некоторые модели, такие как
Δy:
PYTHIA [29], основанная на вычислении матрич-
dσincl/dΔy,
(1)
ных элементов в лидирующем порядке КХД и эво-
люции ГЛП ДГЛАП, хорошо согласуется с изме-
dσMN/dΔy,
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№1
2023
ДВУХСТРУЙНЫЕ СОБЫТИЯ С БОЛЬШИМ РАЗДЕЛЕНИЕМ
215
dσincl/dΔy, pb
Theory/Data
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
4
CMS
CMS
106
a
б
dσincl/dΔy
105
104
2
anti-kT R = 0.5 jets
103
p⊥ > 35 GeV, |y| < 4.7
102
101
0
1)
2)
3)
4)
5)
6)
100
7)
0
1
2
3
4
5
6
7
8
0
1
2
3
4
5
6
7
8
Δy
Δy
dσMN/dΔy, pb
Theory/Data
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
4
CMS
CMS
106
в
г
dσMN/dΔy
105
104
2
anti-kT R = 0.5 jets
103
p⊥ > 35 GeV, |y| < 4.7
102
101
0
100
0
1
2
3
4
5
6
7
8
0
1
2
3
4
5
6
7
8
Δy
Δy
Рис. 1. Дифференциальные сечения (a) и (б) dσincl/dΔy, а также (в) и (г) dσMN/dΔy рождения пар адронных струй
в сравнении с предсказаниями различных моделей [32]; (a) и (в) — измеренные сечения, (б) и (г) — отношения
результатов моделирования к данным. 1 — данные; 2 — HERWIG++; 3 — PYTHIA8; 4 — HEJ + ARIADNE; 5 —
POWHEG + PYTHIA8; 6 — POWHEG + HERWIG++; 7 — POWHEG + HERWIG7. Для данных точки означают
измеренное значение, вертикальные “усы” — статистические неопределенности, желтая полоса — систематические
неопределенности измерения. Для результатов моделирования — вертикальные “усы” обозначают статистические
неопределенности.
(
)
(
)
Rincl = dσincl/dΔy
/ dσexcl/dΔy ,
сечение. События только с одной парой струй с
поперечным импульсом выше p⊥min дают вклад в
(
)
(
)
RMN = dσMN/dΔy / dσexcl/dΔy ,
сечение. σexclveto — “эксклюзивное” с вето-сечение.
(
)
(
)
Только “эксклюзивные” события, которые не име-
Rinclveto = dσincl/dΔy
/ dσexclveto/dΔy ,
ют дополнительных адронных струй с p⊥ > p⊥veto,
дают вклад в сечение. В настоящей работе уста-
(
)
(
)
новлены пороги p⊥min = 35 ГэВ и p⊥veto = 20 ГэВ.
RMNveto = dσMN/dΔy / dσexclveto/dΔy ,
Быстроты измеренных адронных струй ограничены
аксептансом детектора y < 4.7. Форвардный ка-
где σincl — инклюзивное сечение рождения пар
лориметр детектора CMS покрывает область до
адронных струй. Все попарные комбинации струй
псевдобыстрот |η| < 5.2. Где псевдобыстрота —
среди струй с поперечным импульсом выше p⊥min
логарифмическая функция полярного угла η =
дают вклад в сечение. σMN — сечение Мюллера-
= -ln(tanθ/2). Отступ 0.5 по быстроте сделан,
Навеле (МН). Пара струй с максимальным Δy
чтобы гарантировать, что вся струя оставит свою
среди струй с поперечным импульсом выше p⊥min
энергию в калориметре. Струи восстановлены с
дает вклад в МН-сечение. σexcl — “эксклюзивное” помощью алгоритма aнти-kt [33] c параметром
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№1
2023
216
ЕГОРОВ
Rincl
Theory/Data
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
CMS
CMS
a
б
anti-kT R = 0.5 jets
1.4
Rincl
p⊥ > 35 GeV, |y| < 4.7
1.5
1.2
1.0
1.0
1)
2)
3)
4)
5)
6)
0.8
7)
0
1
2
3
4
5
6
7
8
0
1
2
3
4
5
6
7
8
Δy
Δy
RMN
Theory/Data
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
CMS
CMS
в
г
anti-kT R = 0.5 jets
1.4
RMN
p⊥ > 35 GeV, |y| < 4.7
1.5
1.2
1.0
1.0
0.8
0
1
2
3
4
5
6
7
8
0
1
2
3
4
5
6
7
8
Δy
Δy
Рис. 2. Отношение дифференциальных сечений (a) и (б) Rincl, а также (в) и (г) RMN рождения пар адронных струй
в сравнении с предсказаниями различных моделей [32]; (a) и (в) — измеренные отношения, (б) и (г) — отношения
результатов моделирования к данным. 1 — данные; 2 — HERWIG++; 3 — PYTHIA8; 4 — HEJ + ARIADNE; 5 —
POWHEG + PYTHIA8; 6 - POWHEG + HERWIG++; 7 — POWHEG + HERWIG7. Для данных точки означают
измеренное значение, вертикальные “усы” — статистические неопределенности, желтая полоса — систематические
неопределенности измерения. Для результатов моделирования — вертикальные “усы” обозначают статистические
неопределенности.
размера струи R = 0.5 из частиц, восстановленных
струйную активность может существенно улучшить
алгоритмом particle-flow [34]. Более подробную
чувствительность наблюдаемых к эффектам БФКЛ
информацию о детекторе CMS можно узнать в [35].
[11].
Отношения сечений Rincl и RMN были измере-
ны ранее в эксперименте CMS при
√s = 7 ТэВ
3. МОНТЕ-КАРЛО-МОДЕЛИРОВАНИЕ
[25]. Отбор событий в настоящей работе такой же,
как был в предыдущих измерениях, что позволяет
Моделирование МК использовалось для срав-
выполнить прямое сравнение. Сечения dσincl/dΔy,
нения результатов измерения с теоретическими
dσMN/dΔy, а также отношения Rinclveto, RMNveto измере-
моделями. МК-генераторы PYTHIA8 (8.183) [29]
ны впервые. Как известно, в отношениях сечений
и HERWIG++ (2.7.1) [30] предоставляют вы-
многие вклады сокращаются, поэтому различные
числения в лидирующем порядке по подпроцес-
теоретические модели склонны лучше описывать
су с партонным ливнем, выполненным в ГЛП
отношения сечений, чем их абсолютные величи-
ДГЛАП. МК-генератор POWHEG (2.0) [36] учи-
ны. Поэтому для тестирования моделей необхо-
тывает поправки, следующие за лидирующим по-
димо также измерять абсолютные величины сече-
рядком в подпроцессе, однако предоставляет со-
ний. Также применение вето на дополнительную
бытие только на уровне подпроцесса. Моделиро-
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№1
2023
ДВУХСТРУЙНЫЕ СОБЫТИЯ С БОЛЬШИМ РАЗДЕЛЕНИЕМ
217
incl
Rv
Theory/Data
eto
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
CMS
CMS
a
б
anti-kT R = 0.5 jets
1.4
incl
Rv
eto
p⊥ > 35 GeV, |y| < 4.7
2.0
p⊥veto = 20 GeV
1.2
1.5
1.0
1)
2)
3)
4)
5)
6)
0.8
7)
1.0
0
1
2
3
4
5
6
7
8
0
1
2
3
4
5
6
7
8
Δy
Δy
MN
Rv
Theory/Data
eto
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
5.4 pb-1 (2.76 TeV)
CMS
CMS
в
г
anti-kT R = 0.5 jets
1.4
MN
Rv
eto
p⊥ > 35 GeV, |y| < 4.7
2.0
p⊥veto = 20 GeV
1.2
1.5
1.0
0.8
1.0
0
1
2
3
4
5
6
7
8
0
1
2
3
4
5
6
7
8
Δy
Δy
Рис. 3. Отношение дифференциальных сечений (a) и (б) Rinclveto, а также (в) и (г) RMNveto рождения пар адронных струй
в сравнении с предсказаниями различных моделей [32]; (a) и (в) — измеренные отношения, (б) и (г) — отношения
результатов моделирования к данным. 1 — данные; 2 — HERWIG++; 3 — PYTHIA8; 4 — HEJ + ARIADNE; 5 —
POWHEG + PYTHIA8; 6 — POWHEG + HERWIG++; 7 — POWHEG + HERWIG7. Для данных точки означают
измеренное значение, вертикальные “усы” — статистические неопределенности, желтая полоса — систематические
неопределенности измерения. Для результатов моделирования — вертикальные “усы” обозначают статистические
неопределенности.
вание патронного ливня, многопартонных взаимо-
PYTHIA8 переоценивает сечения, в то время как
действий и адронизации выполнено в основанных
HERWIG недооценивает сечения при Δy < 4 и
на ГЛП ДГЛАП-генераторах PYTHIA8 (8.230),
переоценивает при Δy > 5. HEJ + ARIADNE
HERWIG++ (2.7.1) и HERWIG7 (7.1.2) [37]. Рас-
недооценивает сечения практически на всем до-
четы, основанные на ГЛП БФКЛ, предоставля-
ступном промежутке Δy и переоценивает их в по-
ются на партонном уровне МК-генератором HEJ
следнем бине. Включение поправок, следующих за
(1.4.0) [38], далее адронизация выполняется в МК-
лидирующим порядком в партонном подпроцессе
генераторе ARIADNE (4.12J01) [39].
с помощью МК-генератора POWHEG, улучшает
согласие для сечений в области Δy < 4, однако
переоценивает сечение в области больших Δy.
4. РЕЗУЛЬТАТЫ И ОБСУЖДЕНИЕ
, представлен-
Отношения сечений Rincl и RMN
Результаты измерения дифференциальных се-
ные на рис. 2, лучше всего согласуются с ос-
чений dσincl/dΔy и dσMN/dΔy в сравнении с пред-
нованным на ГЛП-приближении ДГЛАП генера-
сказаниями МК-моделей представлены на рис. 1.
тором PYTHIA. Схожая ситуация наблюдалась в
Как видно из рис. 1, измеренные сечения не описы-
CMS измерениях при 7 ТэВ [25]. Основанный на
ваются ни одной из использованных МК-моделей.
том же приближении генератор HERWIG силь-
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№1
2023
218
ЕГОРОВ
Rincl
RMN
CMS
5.4 pb-1 (2.76 TeV) 5 pb-1 (7 TeV)
CMS
5.4 pb-1 (2.76 TeV) 5 pb-1 (7 TeV)
1.6
anti-kT R = 0.5 jets
1.6
anti-kT R = 0.5 jets
p⊥ > 35 GeV, |y| < 4.7
p⊥ > 35 GeV, |y| < 4.7
1.4
1.4
1.2
1.2
1.0
1.0
Data 2.76 TeV
Data 2.76 TeV
Data 7 TeV
a
Data 7 TeV
б
0.8
0.8
0
1
2
3
4
5
6
7
8
9
0
1
2
3
4
5
6
7
8
9
Δy
Δy
Рис. 4. Отношения дифференциальных сечений (a) Rincl и (б) RMN рождения пар адронных струй, измеренные при
√s =
= 2.76 ТэВ [32] и при 7 ТэВ [25]. Точки — измеренное значение, вертикальные “усы” — статистические неопределенности,
полосы — систематические неопределенности измерения.
но переоценивает данные для отношений Rincl и
БФКЛ. Большая энергия позволяет также дости-
RMN. Сильная разница в предсказаниях PYTHIA
гать больших Δy.
и HERWIG говорит о нестабильности поправок
на цветовую когерентность при больших быстро-
5. ЗАКЛЮЧЕНИЕ
тах. Учет поправок, следующих за лидирующим
порядком, в POWHEG не приводит к улучше-
Представлены результаты измерений сечений и
нию согласия теоретической модели с измерени-
отношений сечений рождения пар адронных струй
ями, хотя разница между POWHEG + PYTHIA
с большим разделением по быстроте при
√s =
и POWHEG + HERWIG не такая сильная, как
= 2.76 ТэВ, выполненные на эксперименте CMS
для PYTHIA и HERWIG, что говорит о важности
[32] БАК. Результаты представлены в сравнении
первого излучения для измеренных наблюдаемых.
с предсказаниями различных МК-моделей, осно-
Генератор HEJ + ARIADNE, основанный на ГЛП
ванных как на эволюции ДГЛАП, так и эволюции
БФКЛ, сильно переоценивает рост отношений с
БФКЛ. Настоящие результаты могут быть указа-
Δy, что ожидаемо, так как ГЛП БФКЛ переоце-
ниями на проявления эволюции БФКЛ и являются
нивает интерсепт померона. Подобные наблюдения
дополнительными ко всем предыдущим измерени-
были и в измерениях CMS при 7 ТэВ [25].
ям. Однако для построения более четких выводов
необходимо иметь расчеты в СГЛП БФКЛ, а также
Отношения сечений с вето Rinclveto и RMNveto, пред-
“чистые” вычисления ДГЛАП (без введения цвето-
ставленные на рис. 3, также лучше всего описы-
вой когерентности). Также необходимы измерения
ваются генератором PYTHIA. Однако заметно ло-
при других доступных на БАК энергиях. Табули-
кальное отклонение результатов расчета в PYTHIA
рованные результаты настоящего измерения пред-
от измерений в области 1.5 < Δy < 4, а также
ставляются на сайте HEPData [40].
отличие от данных по форме отношения, что может
быть связано с эффектами БФКЛ. Сравнение ре-
зультатов других МК-моделей с данными схоже с
СПИСОК ЛИТЕРАТУРЫ
таковыми для Rincl и RMN.
1. В. Н. Грибов, Л. Н. Липатов, ЯФ 15, 781 (1972)
[Sov. J. Nucl. Phys. 15, 438 (1972)].
Сравнение результатов измерений Rincl и RMN
2. В. Н. Грибов, Л. Н. Липатов, ЯФ 15, 1218 (1972)
для энергий 2.76 ТэВ [32] и 7 ТэВ [25], измеренных
[Sov. J. Nucl. Phys. 15, 1218 (1972)].
на эксперименте CMS, представлено на рис. 4.
3. Л. Н. Липатов, ЯФ 20, 181 (1974) [Sov. J. Nucl.
Как видно из рисунка, отношения сечений выше
Phys. 15, 94 (1974)].
при более высокой энергии, что говорит о более
4. G. Altarelli and G. Parisi, Nucl. Phys. B 126, 298
интенсивном излучении, что отражает динамику
(1977).
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№1
2023
ДВУХСТРУЙНЫЕ СОБЫТИЯ С БОЛЬШИМ РАЗДЕЛЕНИЕМ
219
5.
Ю. Л. Докшицер, ЖЭТФ 73, 1216 (1977) [Sov.
24.
ATLAS Collab. (G. Aad et al.), Eur. Phys. J. C 74,
Phys. JETP 46, 641 (1977)].
3117 (2014).
6.
Е. А. Кураев, Л. Н. Липатов, В. С. Фадин, ЖЭТФ
25.
CMS Collab. (S. Chatrchyan et al.), Eur. Phys. J. C
71, 840 (1976) [Sov. Phys. JETP 44, 443 (1976)].
72, 2216 (2012).
7.
Е. А. Кураев, Л. Н. Липатов, В. С. Фадин, ЖЭТФ
26.
CMS Collab. (V. Khachatryan et al.), JHEP 2016,
72, 377 (1977) [Sov. Phys. JETP 45, 199 (1977)].
139 (2016).
8.
Я. Я. Балицкий, Л. Н. Липатов, ЯФ 28, 1597 (1978)
27.
CMS Collab. (A. M. Sirunyan et al.), Eur. Phys. J. C
[Sov. J. Nucl. Phys. 28, 822 (1978)].
78, 242 (2018).
9.
A. H. Mueller and H. Navelet, Nucl. Phys. B 282, 727
28.
CMS Collab. (A. M. Sirunyan et al.), Phys. Rev. D
(1987).
104, 032009 (2021).
10.
V. T. Kim and G. B. Pivovarov, Phys. Rev. D 53, 6
29.
T. Sj ¨ostrand, S. Mrenna, and P. Z. Skands, Comput.
(1996).
Phys. Commun. 178, 852 (2008).
11.
V. B. Gavrilov, V. T. Kim, V. A. Murzin, V. A. Ore-
30.
M. B ¨ahr, S. Gieseke, M. A. Gigg, D. Grellsheid,
shkin, G. B. Pivovarov, I. Yu. Pozdnyakov, and
K. Hamilton, O. Latunde-Dada, S. Pl ¨atzer,
G. B. Safronov, Nucl. Phys. B 245, 153 (2013).
P. Richardson, M. H. Seymour, A. Sherstnev,
12.
А. Ю. Егоров, Я. А. Бердников, НТВ СПбГПУ 12,
and B. R. Webber, Eur. Phys. J. C 58, 639 (2008).
121 (2019) [St. Petersburg Polytech. State Univ. J.
31.
S. J. Brodsky, V. S. Fadin, V. T. Kim, L. N. Lipatov,
Phys. Math. 12, 121 (2019)].
and G. B. Pivovarov, JETP Lett. 70, 155 (1999).
13.
V. Del Duca and C. R. Schmidt, Phys. Rev. D 49, 177
32.
CMS Collab. (A. Tumasyan et al.), JHEP 2022, 189
(1994).
(2022).
14.
W. J. Stirling, Nucl. Phys. B 423, 56 (1994).
33.
M. Cacciari, G. P. Salam, and G. Soyez, JHEP 0804,
15.
A. Sabio Vera and F. Schwennsen, Nucl. Phys. B 776,
063 (2008).
170 (2007).
34.
CMS Collab. (A. M. Sirunyan et al.), JINST 12,
16.
A. H. Mueller and W. K. Tang, Phys. Lett. B 284, 123
P10003 (2017).
(1992).
35.
CMS Collab. (S. Chatrchyan et al.), JINST 3,
17.
R. Engerg, G. Ingelman, and L. Motyka, Phys. Lett.
S08004 (2008).
B 524, 273 (2002).
36.
S. Alioli, K. Hamilton, P. Nason, C. Oleari, and E. Re,
18.
O. Kepka, C. Marquet, and C. Royon, Phys. Rev. D
JHEP 2011, 81 (2011).
83, 034036 (2011).
37.
J. Bellm, S. Gieseke, D. Grellsheid, S. Pl ¨atzer,
19.
D0 Collab. (B. Abbot et al.), Phys. Rev. Lett. 84, 5722
(2000).
M. Rauch, Ch. Reuschle, P. Richardson, P. Schichtel,
M. H. Seymour, A. Si ´odmok, A. Wilcock, N. Fisher,
20.
D0 Collab. (B. Abbot et al.), Phys. Rev. Lett. 77, 595
M. A. Harrendorf, G. Nail, A. Papaefstathiou, and
(1996).
D. Rauch, Eur. Phys. J. C 76, 196 (2016).
21.
D0 Collab. (B. Abbot et al.), Phys. Lett. B 440, 189
(1998).
38.
J. R. Andersen and J. M. Smillie, JHEP 2011, 10
(2011).
22.
CDF Collab. (F. Abe et al.), Phys. Rev. Lett. 80, 1156
(1998).
39.
L. L ¨onnblad, Comput. Phys. Commun. 71, 15 (1992).
23.
ATLAS Collab. (G. Aad et al.), JHEP 1109, 053
40.
HEPData record for this analysis,
(2011).
DIJET EVENTS WITH LARGE RAPIDITY SEPARATION
IN PROTON-PROTON COLLISIONS AT
√s = 2.76 TeV
WITH CMS DETECTOR
A. Iu. Egorov1),2) on behalf of the CMS Collaboration
1)NRC “Kurchatov Institute” — PNPI, Gatchina, Russia
2)Peter the Great St. Petersburg Polytechnic University, St. Petersburg, Russia
The measurements of cross sections and their ratios for dijet production as function of rapidity separation
between jets in dijet in proton-proton collisions at
√s = 2.76 TeV are presented. The measurements are
performed with the CMS detector at the Large Hadron Collider. The measured observables are sensitive
to the high-energy effects of Balitsky-Fadin-Kuraev-Lipatov (BFKL) evolution. Results are compared to
the predictions of various Monte Carlo models based on high-energy BFKL evolution, as well as on the
evolution of Dokshitzer-Gribov-Lipatov-Altarelli-Parisi for hard processes.
ЯДЕРНАЯ ФИЗИКА том 86
№1
2023
