Chorro (física de partículas)

Un par de quarks top y antiquarks top se desintegran en chorros, visibles como colecciones colimadas de rastros de partículas y otros fermiones en el detector CDF del Tevatron .

Un chorro es un cono estrecho de hadrones y otras partículas producido por la hadronización de quarks y gluones en un experimento de física de partículas o de iones pesados. Las partículas que llevan una carga de color, es decir, quarks y gluones, no pueden existir en forma libre debido al confinamiento de la cromodinámica cuántica (QCD), que solo permite estados incoloros. Cuando los protones chocan a altas energías, sus componentes cargados de color se llevan parte de la carga de color. De acuerdo con el confinamiento, estos fragmentos crean otros objetos coloreados a su alrededor para formar hadrones incoloros. El conjunto de estos objetos se llama chorro, ya que todos los fragmentos tienden a viajar en la misma dirección, formando un "chorro" estrecho de partículas. Los chorros se miden en detectores de partículas y se estudian para determinar las propiedades de los quarks originales.

Una definición de chorro incluye un algoritmo de chorro y un esquema de recombinación. ^[1] El primero define cómo algunas entradas, por ejemplo, partículas u objetos del detector, se agrupan en chorros, mientras que el segundo especifica cómo se asigna un momento a un chorro. Por ejemplo, los chorros se pueden caracterizar por el empuje . La dirección del chorro (eje del chorro) se puede definir como el eje de empuje . En los experimentos de física de partículas, los chorros se construyen generalmente a partir de grupos de deposiciones de energía en el calorímetro del detector . Al estudiar procesos simulados, los chorros del calorímetro se pueden reconstruir en función de una respuesta simulada del detector. Sin embargo, en muestras simuladas, los chorros también se pueden reconstruir directamente a partir de partículas estables que emergen de los procesos de fragmentación. Los chorros a nivel de partículas a menudo se denominan chorros de verdad. Un buen algoritmo de chorro generalmente permite obtener conjuntos similares de chorros en diferentes niveles en la evolución del evento. Los algoritmos típicos de reconstrucción de chorros son, por ejemplo, el algoritmo anti- k _T , el algoritmo k _T , el algoritmo de cono. Un esquema de recombinación típico es el esquema E, o esquema de 4 vectores, en el que el 4-vector de un jet se define como la suma de 4 vectores de todos sus constituyentes.

En la física relativista de iones pesados, los chorros son importantes porque la dispersión dura originada es una sonda natural para la materia de QCD creada en la colisión e indica su fase. Cuando la materia de QCD experimenta un cambio de fase y se convierte en plasma de quarks y gluones , la pérdida de energía en el medio aumenta significativamente, lo que efectivamente extingue (reduce la intensidad) el chorro saliente.

Ejemplos de técnicas de análisis de chorros son:

• correlación de chorro
• etiquetado de sabor (por ejemplo, etiquetado b )
• subestructura de chorro.

El modelo de cuerdas de Lund es un ejemplo de un modelo de fragmentación de chorro.

Producción de aviones a reacción

Los jets se producen en procesos de dispersión dura QCD, creando quarks o gluones de alto momento transversal, o colectivamente llamados partones en el panorama partónico.

La probabilidad de crear un determinado conjunto de chorros se describe mediante la sección eficaz de producción de chorros, que es un promedio de los procesos perturbativos elementales de quarks, antiquarks y gluones de QCD, ponderados por las funciones de distribución de partones . Para el proceso de producción de pares de chorros más frecuente, la dispersión de dos partículas, la sección eficaz de producción de chorros en una colisión hadrónica está dada por

${\displaystyle \sigma _{ij\rightarrow k}=\sum _{i,j}\int dx_{1}dx_{2}d{\hat {t}}f_{i}^{1}(x_{1},Q^{2})f_{j}^{2}(x_{2},Q^{2}){\frac {d{\hat {\sigma }}_{ij\rightarrow k}}{d{\hat {t}}}},}$

con

• x , Q ² : fracción de momento longitudinal y transferencia de momento
• ${\displaystyle {\hat {\sigma }}_{ij\rightarrow k}}$: sección eficaz de QCD perturbativa para la reacción ij  →  k
• ${\displaystyle f_{i}^{a}(x,Q^{2})}$:Función de distribución de partones para encontrar la especie de partícula i en el haz a .

Las secciones transversales elementales se calculan, por ejemplo, según el orden principal de la teoría de perturbaciones en Peskin y Schroeder (1995), sección 17.4. En T. Sjöstrand et al. (2003), sección 7.4.1, se analiza una revisión de varias parametrizaciones de funciones de distribución de partones y el cálculo en el contexto de generadores de eventos de Monte Carlo. ${\displaystyle {\hat {\sigma }}}$

Fragmentación de chorros

Los cálculos de QCD perturbativos pueden tener partones coloreados en el estado final, pero solo los hadrones incoloros que se producen finalmente se observan experimentalmente. Por lo tanto, para describir lo que se observa en un detector como resultado de un proceso determinado, todos los partones coloreados salientes primero deben experimentar una lluvia de partones y luego la combinación de los partones producidos en hadrones. Los términos fragmentación y hadronización a menudo se usan indistintamente en la literatura para describir la radiación de QCD suave, la formación de hadrones o ambos procesos juntos.

A medida que el partón que se produjo en una dispersión dura sale de la interacción, la constante de acoplamiento fuerte aumentará con su separación. Esto aumenta la probabilidad de radiación QCD, que es predominantemente de ángulo poco profundo con respecto al partón progenitor. Por lo tanto, un partón irradiará gluones, que a su vez irradiarán
q

q
pares y así sucesivamente, con cada nuevo partón casi colineal con su padre. Esto se puede describir convolucionando los espinores con funciones de fragmentación , de manera similar a la evolución de las funciones de densidad de partones. Esto se describe mediante una ecuación de tipo Dokshitzer  [de] - Gribov - Lipatov - Altarelli - Parisi ( DGLAP ) ${\displaystyle P_{ji}\!\left({\frac {x}{z}},Q^{2}\right)}$

${\displaystyle {\frac {\partial }{\partial \ln Q^{2}}}D_{i}^{h}(x,Q^{2})=\sum _{j}\int _{x}^{1}{\frac {dz}{z}}{\frac {\alpha _{S}}{4\pi }}P_{ji}\!\left({\frac {x}{z}},Q^{2}\right)D_{j}^{h}(z,Q^{2})}$

La lluvia de partones produce partones de energía cada vez menor y, por lo tanto, debe salir de la región de validez de la QCD perturbativa. Luego, se deben aplicar modelos fenomenológicos para describir la duración del tiempo en que se produce la lluvia y, luego, la combinación de partones coloreados en estados ligados de hadrones incoloros, que es inherentemente no perturbativo. Un ejemplo es el modelo de cuerdas de Lund, que se implementa en muchos generadores de eventos modernos .

Seguridad infrarroja y colineal

Un algoritmo de chorro es seguro en infrarrojos si produce el mismo conjunto de chorros después de modificar un evento para agregar una radiación suave. De manera similar, un algoritmo de chorro es seguro colineal si el conjunto final de chorros no se cambia después de introducir una división colineal de una de las entradas. Hay varias razones por las que un algoritmo de chorro debe cumplir estos dos requisitos. Experimentalmente, los chorros son útiles si llevan información sobre el partón semilla. Cuando se produce, se espera que el partón semilla experimente una lluvia de partones, que puede incluir una serie de divisiones casi colineales antes de que comience la hadronización. Además, el algoritmo de chorro debe ser robusto cuando se trata de fluctuaciones en la respuesta del detector. Teóricamente, si un algoritmo de chorro no es seguro en infrarrojos y colineal, no se puede garantizar que se pueda obtener una sección transversal finita en cualquier orden de teoría de perturbación.

Véase también

• Evento de Dijet

Referencias

1. Salam, Gavin P. (1 de junio de 2010). "Hacia la jetografía". The European Physical Journal C . 67 (3): 637–686. arXiv : 0906.1833 . Código Bibliográfico :2010EPJC...67..637S. doi :10.1140/epjc/s10052-010-1314-6. ISSN  1434-6052. S2CID  119184431.

• Andersson, B.; Gustafson, G.; Ingelman, G.; Sjöstrand, T. (1983). "Fragmentación de partones y dinámica de cuerdas". Physics Reports . 97 (2–3). Elsevier BV: 31–145. Bibcode :1983PhR....97...31A. doi :10.1016/0370-1573(83)90080-7. ISSN  0370-1573.
• Ellis, Stephen D.; Soper, Davison E. (1993-10-01). "Algoritmo de combinación sucesiva de chorros para colisiones de hadrones". Physical Review D . 48 (7). American Physical Society (APS): 3160–3166. arXiv : hep-ph/9305266 . Código Bibliográfico :1993PhRvD..48.3160E. doi :10.1103/physrevd.48.3160. ISSN  0556-2821. S2CID  2667115.
• M. Gyulassy et al., "Extinción de chorro y pérdida de energía radiativa en materia nuclear densa", en RC Hwa y X.-N. Wang (eds.), Quark Gluon Plasma 3 (World Scientific, Singapur, 2003).
• JE Huth et al. , en EL Berger (ed.), Proceedings of Research Directions For The Decade: Snowmass 1990 , (World Scientific, Singapur, 1992), 134. (Preimpresión en el servidor de la biblioteca Fermilab)
• ME Peskin, DV Schroeder, "Introducción a la teoría cuántica de campos" (Westview, Boulder, CO, 1995).
• T. Sjöstrand et al., "Pythia 6.3 Physics and Manual", Informe LU TP 03-38 (2003).
• G. Sterman, "QCD y chorros", Informe YITP-SB-04-59 (2004).

Enlaces externos

• El generador de eventos Monte Carlo de Pythia/Jetset
• El programa de agrupación de aviones FastJet