stringtranslate.com

Партон (физика элементарных частиц)

В физике элементарных частиц партонная модель — это модель адронов , таких как протоны и нейтроны , предложенная Ричардом Фейнманом . Она полезна для интерпретации каскадов излучения ( партонного ливня ), образующихся в результате процессов квантовой хромодинамики (КХД) и взаимодействий при столкновениях частиц высокой энергии.

История

Партонная модель была предложена Ричардом Фейнманом в 1969 году и первоначально использовалась для анализа столкновений адронов при высоких энергиях. [1] Она была применена к глубоконеупругому рассеянию электронов и протонов Джеймсом Бьёркеном и Эммануэлем Энтони Пашосом. [2] Позднее, с экспериментальным наблюдением масштабирования Бьёркена , подтверждением модели кварков и подтверждением асимптотической свободы в квантовой хромодинамике , партоны были сопоставлены с кварками и глюонами . Партонная модель остается оправданным приближением при высоких энергиях, и другие [ кто? ] расширили теорию [ как? ] на протяжении многих лет.

Мюррей Гелл-Манн предпочитал использовать термин «надувательство» для обозначения партонов. [3]

В 1994 году Леонард Сасскинд использовал партоны для моделирования голографии . [4]

Модель

Рассеивающая частица видит только валентные партоны. При более высоких энергиях рассеивающая частица также обнаруживает морские партоны.

Любой адрон (например, протон ) можно рассматривать как композицию ряда точечных составляющих, называемых «партонами».

Составные частицы

Так же, как ускоренные электрические заряды испускают QED-излучение (фотоны), ускоренные цветные партоны будут испускать QCD-излучение в форме глюонов. В отличие от незаряженных фотонов, глюоны сами несут цветные заряды и, следовательно, могут испускать дальнейшее излучение, что приводит к партонным ливням. [5] [6] [7]

Система отсчета

Адрон определяется в системе отсчета , где он имеет бесконечный импульс – допустимое приближение при высоких энергиях. Таким образом, движение партона замедляется замедлением времени , а распределение заряда адрона сжимается по закону Лоренца , поэтому входящие частицы будут рассеиваться «мгновенно и некогерентно». [ требуется цитата ]

Партоны определяются относительно физического масштаба (как это проверяется обратной величиной передачи импульса). [ необходимо разъяснение ] Например, кварковый партон на одном масштабе длины может оказаться суперпозицией состояния кваркового партона с кварковым партоном и глюонным партонным состоянием вместе с другими состояниями с большим количеством партонов на меньшем масштабе длины. Аналогично, глюонный партон на одном масштабе может разрешиться в суперпозицию состояния глюонного партона, глюонного партона и состояния кварк-антикварковых партонов и других многопартонных состояний. Из-за этого число партонов в адроне фактически увеличивается с передачей импульса. [8] При низких энергиях (т. е. больших масштабах длины) барион содержит три валентных партона (кварка), а мезон содержит два валентных партона (кварк и антикварковый партон). Однако при более высоких энергиях наблюдения показывают море партонов (невалентных партонов) в дополнение к валентным партонам. [9]

Функции распределения партонов

Функции распределения партонов CTEQ6 в схеме перенормировки MS и Q = 2 ГэВ для глюонов  (красный), верхних (зеленый), нижних (синий) и странных (фиолетовый) кварков. На графике изображено произведение продольной доли импульса x и функций распределения f в зависимости от x .

Функция распределения партонов (PDF) в так называемой коллинеарной факторизации определяется как плотность вероятности обнаружения частицы с определенной продольной долей импульса x при масштабе разрешения Q 2 . Из-за присущей непертурбативной природы партонов, которые не могут наблюдаться как свободные частицы, плотности партонов не могут быть рассчитаны с использованием пертурбативной КХД. Однако в КХД можно изучать изменение плотности партонов с масштабом разрешения, предоставляемым внешним зондом. Такой масштаб, например, предоставляется виртуальным фотоном с виртуальностью Q 2 или струей . Масштаб может быть рассчитан из энергии и импульса виртуального фотона или струи; чем больше импульс и энергия, тем меньше масштаб разрешения — это следствие принципа неопределенности Гейзенберга . Было обнаружено, что изменение плотности партонов с масштабом разрешения хорошо согласуется с экспериментом; [10] это важный тест КХД.

Функции распределения партонов получаются путем подгонки наблюдаемых к экспериментальным данным; их нельзя рассчитать с помощью пертурбативной КХД. Недавно было обнаружено, что их можно рассчитать непосредственно в решеточной КХД с помощью эффективной теории поля с большим импульсом. [11] [12]

Экспериментально определенные функции распределения партонов доступны в различных группах по всему миру. Основные неполяризованные наборы данных:

Библиотека LHAPDF [13] предоставляет унифицированный и простой в использовании интерфейс Fortran / C++ для всех основных наборов PDF.

Обобщенные партонные распределения (GPD) являются более поздним подходом к лучшему пониманию структуры адронов путем представления партонных распределений как функций большего количества переменных, таких как поперечный импульс и спин партона. [14] Их можно использовать для изучения спиновой структуры протона, в частности, правило сумм Джи связывает интеграл GPD с угловым моментом, переносимым кварками и глюонами. [15] Ранние названия включали «непрямые», «недиагональные» или «перекошенные» партонные распределения. Доступ к ним осуществляется через новый класс исключительных процессов, для которых все частицы обнаруживаются в конечном состоянии, таких как глубоко виртуальное комптоновское рассеяние. [16] Обычные функции партонного распределения восстанавливаются путем установки в ноль (прямой предел) дополнительных переменных в обобщенных партонных распределениях. Другие правила показывают, что электрический форм-фактор , магнитный форм-фактор или даже форм-факторы, связанные с тензором энергии-импульса, также включены в GPD. Полное трехмерное изображение партонов внутри адронов также можно получить с помощью GPD. [17]

Моделирование

Моделирование партонных ливней используется в вычислительной физике элементарных частиц либо для автоматического расчета взаимодействия частиц или распада или генераторов событий , чтобы калибровать и интерпретировать (и, таким образом, понимать) процессы в экспериментах на коллайдерах. [18] Они особенно важны в феноменологии большого адронного коллайдера (БАК), где они обычно исследуются с помощью моделирования Монте-Карло.

Масштаб, в котором партоны подвергаются адронизации, фиксируется программой Shower Monte Carlo. Обычные варианты Shower Monte Carlo — PYTHIA и HERWIG. [19] [20]

Смотрите также

Ссылки

  1. ^ Фейнман, РП (1969). «Поведение столкновений адронов при экстремальных энергиях». Столкновения высоких энергий: Третья международная конференция в Стоуни-Брук, Нью-Йорк . Гордон и Брич . стр. 237–249. ISBN 978-0-677-13950-0.
  2. ^ Бьёркен, Дж.; Пашос, Э. (1969). «Неупругое рассеяние электронов на протонах и γ-протонах и структура нуклона». Physical Review . 185 (5): 1975–1982. Bibcode :1969PhRv..185.1975B. doi :10.1103/PhysRev.185.1975.
  3. ^ «Вспоминая Мюррея Гелл-Манна (1929–2019), изобретателя кварков — Сочинения Стивена Вольфрама». writings.stephenwolfram.com . 2019-05-30 . Получено 2024-02-02 .
  4. ^ Сасскинд, Леонард (1995). «Мир как голограмма». Журнал математической физики . 36 (11): 6377–6396. arXiv : hep-th/9409089 . Bibcode : 1995JMP....36.6377S. doi : 10.1063/1.531249. S2CID  17316840.
  5. ^ Брайан Уэббер (2011). Генераторы событий Монте-Карло для партонного ливня. Scholarpedia, 6(12):10662., редакция № 128236.
  6. ^ Генераторы событий Монте-Карло «Партон-Шоу». Майк Сеймур, обучающее мероприятие MC4LHC EU Networks 4–8 мая 2009 г.
  7. ^ Феноменология в экспериментах на коллайдере. Часть 5: MC-генераторы Архивировано 03.07.2012 в Wayback Machine , Фрэнк Краусс. Летняя школа HEP 31.8.-12.9.2008, RAL.
  8. ^ G. Altarelli и G. Parisi (1977). «Асимптотическая свобода в языке партонов». Ядерная физика . B126 (2): 298–318. Bibcode : 1977NuPhB.126..298A. doi : 10.1016/0550-3213(77)90384-4.
  9. ^ Дрелл, SD; Ян, T.-M. (1970). «Массовое рождение лептонных пар в столкновениях адрон-адронов при высоких энергиях». Physical Review Letters . 25 (5): 316–320. Bibcode : 1970PhRvL..25..316D. doi : 10.1103/PhysRevLett.25.316. OSTI  1444835. S2CID  16827178.
    И исправленный вариант в Drell, SD; Yan, T.-M. (1970). Physical Review Letters . 25 (13): 902. Bibcode : 1970PhRvL..25..902D. doi : 10.1103/PhysRevLett.25.902.2 . OSTI  1444835.{{cite journal}}: CS1 maint: безымянное периодическое издание ( ссылка )
  10. ^ PDG : Aschenauer, Thorne и Yoshida, (2019). «Структурные функции», онлайн.
  11. ^ Цзи, Сяндун (2013-06-26). "Физика партонов на евклидовой решетке". Physical Review Letters . 110 (26): 262002. arXiv : 1305.1539 . Bibcode : 2013PhRvL.110z2002J. doi : 10.1103/PhysRevLett.110.262002. PMID  23848864. S2CID  27248761.
  12. ^ Цзи, Сяндун (2014-05-07). «Физика партонов из теории эффективного поля с большим импульсом». Science China Physics, Mechanics & Astronomy . 57 (7): 1407–1412. arXiv : 1404.6680 . Bibcode : 2014SCPMA..57.1407J. doi : 10.1007/s11433-014-5492-3. ISSN  1674-7348. S2CID  119208297.
  13. ^ Уолли, М. Р.; Бурилков, Д.; Груп, Р. К. (2005). «Аккорд Les Houches PDF (LHAPDF) и LHAGLUE». arXiv : hep-ph/0508110 . {{cite arXiv}}: |last3=имеет общее название ( помощь )
  14. ^ DJE Callaway; SD Ellis (1984). «Спиновая структура нуклона». Phys. Rev. D. 29 ( 3): 567–569. Bibcode : 1984PhRvD..29..567C. doi : 10.1103/PhysRevD.29.567. S2CID  15798912.
  15. ^ Цзи, Сяндун (1997-01-27). «Калибровочно-инвариантное разложение спина нуклона». Physical Review Letters . 78 (4): 610–613. arXiv : hep-ph/9603249 . Bibcode : 1997PhRvL..78..610J. doi : 10.1103/PhysRevLett.78.610. S2CID  15573151.
  16. ^ Цзи, Сяндун (1997-06-01). «Глубоко виртуальное комптоновское рассеяние». Physical Review D. 55 ( 11): 7114–7125. arXiv : hep-ph/9609381 . Bibcode : 1997PhRvD..55.7114J. doi : 10.1103/PhysRevD.55.7114. S2CID  1975588.
  17. ^ Белицкий, А. В.; Радюшкин, А. В. (2005). «Раскрытие структуры адрона с обобщенными партонными распределениями». Physics Reports . 418 (1–6): 1–387. arXiv : hep-ph/0504030 . Bibcode :2005PhR...418....1B. doi :10.1016/j.physrep.2005.06.002. S2CID  119469719.
  18. ^ Soper, Davison E. (июнь 2009 г.). "Физика партонных ливней" (PDF) . Университет штата Пенсильвания . Архивировано из оригинала (PDF) 24 мая 2011 г. . Получено 17 ноября 2013 г. .
  19. ↑ Йохан Алвалл, Полное моделирование событий коллайдера, стр. 33. Школа NTU MadGraph, 25–27 мая 2012 г.
  20. ^ М. Моретти. Понимание событий на LHC: Партонные ливни и инструменты матричных элементов для моделирования физики на адронных коллайдерах, [ мертвая ссылка ] стр. 19. 28/11/2006.

В статье использованы материалы из Scholarpedia.

Дальнейшее чтение

Внешние ссылки