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Parton (física de partículas)

En física de partículas , el modelo partón es un modelo de hadrones , como protones y neutrones , propuesto por Richard Feynman . Es útil para interpretar las cascadas de radiación (una lluvia de partones ) producidas a partir de procesos e interacciones de cromodinámica cuántica (QCD) en colisiones de partículas de alta energía.

Historia

El modelo Parton fue propuesto por Richard Feynman en 1969 y se utilizó originalmente para el análisis de colisiones de hadrones de alta energía. [1] James Bjorken y Emmanuel Anthony Paschos lo aplicaron a la dispersión inelástica profunda de electrones y protones . [2] Más tarde, con la observación experimental de la escala de Bjorken , la validación del modelo de quarks y la confirmación de la libertad asintótica en la cromodinámica cuántica , los partones se emparejaron con quarks y gluones . El modelo Parton sigue siendo una aproximación justificable a altas energías, y otros [ ¿quién? ] han ampliado la teoría [ ¿cómo? ] a lo largo de los años.

Murray Gell-Mann prefirió utilizar el término "put-ons" para referirse a las partones. [3]

En 1994, Leonard Susskind utilizó partons para modelar la holografía . [4]

Modelo

La partícula que se dispersa solo ve las partes de valencia. A energías más altas, las partículas dispersas también detectan las partes del mar.

Cualquier hadrón (por ejemplo, un protón ) puede considerarse como una composición de varios constituyentes puntuales, denominados "partones".

Partículas componentes

Así como las cargas eléctricas aceleradas emiten radiación QED (fotones), las partones coloreadas aceleradas emitirán radiación QCD en forma de gluones. A diferencia de los fotones sin carga, los propios gluones llevan cargas de color y, por lo tanto, pueden emitir más radiación, lo que provoca lluvias de partones. [5] [6] [7]

Marco de referencia

El hadrón se define en un marco de referencia en el que tiene un impulso infinito, una aproximación válida a altas energías. Por lo tanto, el movimiento de los partones se ralentiza por la dilatación del tiempo y la distribución de carga de los hadrones está contraída en forma de Lorentz , por lo que las partículas entrantes se dispersarán "instantánea e incoherentemente". [ cita necesaria ]

Los partones se definen con respecto a una escala física (como lo demuestra la inversa de la transferencia de impulso). [ se necesita aclaración ] Por ejemplo, un partón de quark en una escala de longitud puede resultar ser una superposición de un estado de partón de quark con un estado de partón de quark y un estado de partón de gluón junto con otros estados con más partones en una escala de longitud más pequeña. De manera similar, un partón de gluón en una escala puede resolverse en una superposición de un estado de partón de gluón, un estado de partón de gluón y un estado de partón de quark-antiquark y otros estados multipartón. Debido a esto, el número de partones en un hadrón en realidad aumenta con la transferencia de impulso. [8] A bajas energías (es decir, escalas de longitud grande), un barión contiene tres partones de valencia (quarks) y un mesón contiene dos partones de valencia (un quark y un partón antiquark). Sin embargo, a energías más altas, las observaciones muestran partones marinos (partones no valencianos) además de partones valencianos. [9]

Funciones de distribución de partones.

La distribución de partones CTEQ6 funciona en el esquema de renormalización MS y Q  = 2 GeV para quarks gluones (rojo), arriba (verde), abajo (azul) y extraños (violeta). Se representa el producto de la fracción de momento longitudinal x y las funciones de distribución f versus x .

Una función de distribución de Parton (PDF) dentro de la llamada factorización colineal se define como la densidad de probabilidad de encontrar una partícula con una determinada fracción de momento longitudinal x en la escala de resolución Q 2 . Debido a la naturaleza inherente no perturbativa de los partones que no pueden observarse como partículas libres, las densidades de los partones no se pueden calcular utilizando QCD perturbativa. Sin embargo, dentro del QCD se puede estudiar la variación de la densidad de partones con una escala de resolución proporcionada por una sonda externa. Esta escala la proporciona, por ejemplo, un fotón virtual de virtualidad Q2 o un chorro . La escala se puede calcular a partir de la energía y el impulso del fotón o chorro virtual; cuanto mayores son el impulso y la energía, menor es la escala de resolución; esto es una consecuencia del principio de incertidumbre de Heisenberg . Se ha descubierto que la variación de la densidad del partón con la escala de resolución concuerda bien con el experimento; [10] esta es una prueba importante de QCD.

Las funciones de distribución de Parton se obtienen ajustando observables a datos experimentales; no se pueden calcular utilizando QCD perturbativa. Recientemente, se ha descubierto que se pueden calcular directamente en QCD de red utilizando la teoría de campos efectivos de gran momento. [11] [12]

Las funciones de distribución de partones determinadas experimentalmente están disponibles en varios grupos en todo el mundo. Los principales conjuntos de datos no polarizados son:

La biblioteca LHAPDF [13] proporciona una interfaz Fortran / C++ unificada y fácil de usar para todos los principales conjuntos de PDF.

Las distribuciones de partón generalizadas (GPD) son un enfoque más reciente para comprender mejor la estructura de los hadrones al representar las distribuciones de partón como funciones de más variables, como el momento transversal y el giro del partón. [14] Se pueden utilizar para estudiar la estructura de espín del protón; en particular, la regla de la suma de Ji relaciona la integral de los GPD con el momento angular transportado por quarks y gluones. [15] Los primeros nombres incluían distribuciones de partones "no directas", "no diagonales" o "sesgadas". Se accede a ellos a través de una nueva clase de procesos exclusivos para los cuales todas las partículas se detectan en el estado final, como la dispersión Compton profundamente virtual. [16] Las funciones de distribución de parton ordinarias se recuperan estableciendo en cero (límite directo) las variables adicionales en las distribuciones de parton generalizadas. Otras reglas muestran que el factor de forma eléctrico , el factor de forma magnético o incluso los factores de forma asociados al tensor de energía-momento también están incluidos en los GPD. También se puede obtener una imagen tridimensional completa de los partones dentro de los hadrones a partir de GPD. [17]

Simulación

Las simulaciones de lluvias de Parton son útiles en la física computacional de partículas, ya sea en el cálculo automático de la interacción de partículas o en la desintegración o en los generadores de eventos , para calibrar e interpretar (y así comprender) procesos en experimentos con colisionadores. [18] Son particularmente importantes en la fenomenología del gran colisionador de hadrones (LHC), donde generalmente se exploran mediante simulación de Monte Carlo.

La escala a la que se dan partones para la hadronización está fijada por el programa Shower Monte Carlo. Las opciones habituales de Shower Monte Carlo son PYTHIA y HERWIG. [19] [20]

Ver también

Referencias

  1. ^ Feynman, RP (1969). "El comportamiento de las colisiones de hadrones en energías extremas". Colisiones de alta energía: Tercera conferencia internacional en Stony Brook, Nueva York . Gordon y violación . págs. 237–249. ISBN 978-0-677-13950-0.
  2. ^ Björken, J.; Paschos, E. (1969). "Dispersión inelástica electrón-protón y γ-protón y la estructura del nucleón". Revisión física . 185 (5): 1975–1982. Código bibliográfico : 1969PhRv..185.1975B. doi : 10.1103/PhysRev.185.1975.
  3. ^ "Recordando a Murray Gell-Mann (1929-2019), inventor de los quarks: Stephen Wolfram Writings". escritos.stephenwolfram.com . 2019-05-30 . Consultado el 2 de febrero de 2024 .
  4. ^ Susskind, Leonard (1995). "El mundo como holograma". Revista de Física Matemática . 36 (11): 6377–6396. arXiv : hep-th/9409089 . Código bibliográfico : 1995JMP....36.6377S. doi : 10.1063/1.531249. S2CID  17316840.
  5. ^ Bryan Webber (2011). Generadores de eventos Parton shower Monte Carlo. Scholarpedia, 6(12):10662., revisión n.º 128236.
  6. ^ Generadores de eventos Parton Shower Monte Carlo. Mike Seymour, evento de formación MC4LHC EU Networks del 4 al 8 de mayo de 2009.
  7. ^ Fenomenología en experimentos con colisionadores. Parte 5: Generadores MC Archivado el 3 de julio de 2012 en Wayback Machine , Frank Krauss. Escuela de verano HEP 31.8.-12.9.2008, RAL.
  8. ^ G. Altarelli y G. Parisi (1977). "Libertad asintótica en lenguaje Parton". Física Nuclear . B126 (2): 298–318. Código bibliográfico : 1977NuPhB.126..298A. doi :10.1016/0550-3213(77)90384-4.
  9. ^ Drell, SD; Yan, T.-M. (1970). "Producción masiva de pares de leptones en colisiones hadrón-hadrón a altas energías". Cartas de revisión física . 25 (5): 316–320. Código bibliográfico : 1970PhRvL..25..316D. doi :10.1103/PhysRevLett.25.316. OSTI  1444835. S2CID  16827178.
    Y fe de erratas en Drell, SD; Yan, T.-M. (1970). Cartas de revisión física . 25 (13): 902. Código bibliográfico : 1970PhRvL..25..902D. doi : 10.1103/PhysRevLett.25.902.2 . OSTI  1444835.{{cite journal}}: Mantenimiento CS1: publicación periódica sin título ( enlace )
  10. ^ PDG : Aschenauer, Thorne y Yoshida, (2019). "Funciones estructurales", en línea.
  11. ^ Ji, Xiangdong (26 de junio de 2013). "Física de Parton en una red euclidiana". Cartas de revisión física . 110 (26): 262002. arXiv : 1305.1539 . Código Bib : 2013PhRvL.110z2002J. doi : 10.1103/PhysRevLett.110.262002. PMID  23848864. S2CID  27248761.
  12. ^ Ji, Xiangdong (7 de mayo de 2014). "Física de Parton a partir de la teoría de campos efectivos de gran momento". Ciencia China Física, Mecánica y Astronomía . 57 (7): 1407-1412. arXiv : 1404.6680 . Código Bib : 2014SCPMA..57.1407J. doi :10.1007/s11433-014-5492-3. ISSN  1674-7348. S2CID  119208297.
  13. ^ Whaley, señor; Bourilkov, D; Grupo, RC (2005). "Los PDF del acuerdo Les Houches (LHAPDF) y LHAGLUE". arXiv : hep-ph/0508110 .
  14. ^ DJE Callaway; SD Ellis (1984). "Estructura de giro del nucleón". Física. Rev. D. 29 (3): 567–569. Código bibliográfico : 1984PhRvD..29..567C. doi : 10.1103/PhysRevD.29.567. S2CID  15798912.
  15. ^ Ji, Xiangdong (27 de enero de 1997). "Descomposición invariante de calibre del espín de nucleones". Cartas de revisión física . 78 (4): 610–613. arXiv : hep-ph/9603249 . Código Bib : 1997PhRvL..78..610J. doi :10.1103/PhysRevLett.78.610. S2CID  15573151.
  16. ^ Ji, Xiangdong (1 de junio de 1997). "Dispersión de Compton profundamente virtual". Revisión física D. 55 (11): 7114–7125. arXiv : hep-ph/9609381 . Código bibliográfico : 1997PhRvD..55.7114J. doi : 10.1103/PhysRevD.55.7114. S2CID  1975588.
  17. ^ Belitsky, AV; Radyushkin, AV (2005). "Desentrañar la estructura hadrónica con distribuciones de partones generalizadas". Informes de Física . 418 (1–6): 1–387. arXiv : hep-ph/0504030 . Código Bib : 2005PhR...418....1B. doi :10.1016/j.physrep.2005.06.002. S2CID  119469719.
  18. ^ Soper, Davison E. (junio de 2009). "La física de las duchas de parton" (PDF) . Universidad Estatal de Pensilvania . Archivado desde el original (PDF) el 24 de mayo de 2011 . Consultado el 17 de noviembre de 2013 .
  19. ^ Johan Alwall, Simulación completa de eventos de colisionador, página 33. Escuela NTU MadGraph, 25 al 27 de mayo de 2012.
  20. ^ M Moretti. Comprensión de los eventos en el LHC: herramientas Parton Showers y Matrix Element para simulación física en colisionadores hadrónicos, [ enlace muerto ] p. 19. 28/11/2006.

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Lectura adicional

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