Адронний струмінь

Адронний струмінь (джет, від англ. jet) — вузький конус адронів та інших частинок, що утворюються в результаті адронізації кварка або глюона в експерименті з фізики частинок або важких іонів. Частинки, що несуть кольоровий заряд, такі як кварки, не можуть існувати у вільній формі протягом часу довшого за типовий час адронізації (порядка ${\displaystyle 10^{-25}}$ с): лише стани з нульовим значенням кольору можуть спостерігатися в експерименті, це явище називається «конфайнментом». Кожен кварк або глюон, утворений у високоенергетичних зіткненнях, має кольоровий заряд. Для того, щоб підкорятися конфайнменту, ці частинки створюють навколо себе інші кольорові об'єкти — пари кварків-антикварків та глюони, утворюючи безбарвні частинки — адрони. Ансамбль цих утворених частинок називається адронним струменем, оскільки всі ці частинки, як правило, рухаються в одному напрямку, утворюючи вузький «струмінь» частинок. Адронні струмені можуть бути виміряні в детекторах частинок. Адронний струмінь є рівнем узагальнення для досліджень квантової хромодинаміки, який є адекватним у випадку, коли необхідно дослідити властивості початкового кварка або ж сам процес адронізації. Якщо ж необхідно дослідити процеси слабких розпадів продуктів адронізації (наприклад, B-мезонів), поняття струменя використовується рідко, натомість вивчаються конкретні адрони.

Пара t-кварків і анти-t-кварків, що розпадаються на струмені, проявляється у вигляді колімованих скупчень треків частинок в детекторі CDF на Теватроні.

Визначення струменя в детекторі елементарних частинок відбувається за допомогою алгоритму струменя та схеми рекомбінації. Алгоритм струменя визначає, як саме зареєстровані в детекторі частинки (заряджені або нейтральні) групуються у струмені, тоді як схема рекомбінації визначає 4-імпульс струменя із виміряних властивостей цих частинок. В експериментах з фізики частинок струмені зазвичай будуються із скупчень енергетичних відкладень у калориметрі. При цьому, комп'ютерне моделювання струменя у калориметрі допомагає реконструювати струмінь за результатами вимірювання у калориметрі. Струмені можна також реконструювати безпосередньо зі стійких частинок, що виходять із процесів фрагментації. Найпоширенішими алгоритмами реконструкції адронних струменів є анти-k_Т алгоритм, k_Т алгоритм або алгоритм конуса. Типовою схемою рекомбінації є E-схема, або 4-векторна схема, в якій 4-імпульс струменя визначається як сума 4-імпульсів усіх його складових.

У релятивістській фізиці важких іонів струмені є важливими, оскільки процес непружного розсіяння є природним зондом для речовини, створеної в результаті зіткнення, і дає можливість встановити на її фазу. Коли речовина КХД зазнає фазового переходу в стан кварк-глюонної плазми, втрати енергії в середовищі значно зростають, ефективно гасячи (зменшуючи інтенсивність) вихідного струменя.

Іншими прикладами методів аналізу адронних струменів є, наприклад, тегування b-кварків, вивчення кореляцій між струменями, або ж їхньої підструктури (тобто, властивостей конкретних адронів).

Утворення адронних струменів

Струмені утворюються в процесах непружного розсіяння у квантовій хромодинаміці, створюючи кварки або глюони (партони) з високим поперечним (відносно осі зіткнення) імпульсом.

Ймовірність створення певного набору струменів описується поперечним перерізом струменя, який є середнім значенням елементарних пертурбативних процесів КХД, усереднених за функціями розподілу партонів. Для найпоширенішого процесу утворення пари струменів, — процесу розсіяння двох частинок, — переріз утворення струменя при адронному зіткненні визначається як

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

де

• x, Q ²: частка поздовжнього імпульсу та передача імпульсу
• ${\displaystyle {\hat {\sigma }}_{ij\rightarrow k}}$: пертурбативний переріз КХД для реакції ij → k
• ${\displaystyle f_{i}^{a}(x,Q^{2})}$: функція розподілу партона для пошуку частинок типу i в пучку a .

Фрагментація струменя

Пертурбативні розрахунки КХД можуть мати справу з забарвленими партонами, але експериментально спостерігаються лише безбарвні адрони, які утворюються в кінцевому результаті. Таким чином, для опису того, що спостерігається в детекторі, всі вихідні кольорові партони повинні об'єднатися в адрони. Терміни фрагментація та адронізація часто використовуються як взаємозамінні в літературі для опису процесу утворення адронів.

У міру того, як партон, який утворився в непружному розсіянні, починає рухатися назовні, константа зв'язку сильної взаємодії буде збільшуватися з його віддаленням. Це збільшує ймовірність випромінювання КХД: партон буде випромінювати глюони, які в свою чергу будуть випромінювати пари кварк-антикварк, і так далі, при цьому кожен новий партон майже колінеарний з початковим партоном. Цей механізм описується описується рівнянням Докшицера-Грибова-Ліпатова-Альтареллі-Паризі (^[de])

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

З часом, цей процес утворює партони з все нижчою енергією, і тому поступово виходить з області дійсності пертурбативної КХД. Для опису процесів після цього застосовують феноменологічні моделі поєднання кольорових партонів у зв'язані стани безбарвних адронів, що за своєю суттю не є пертурбативними. Одним із прикладів є модель Лундського університету, яка використовується для комп'ютерного моделювання процесів адронізації.

Список літератури

1. Salam, Gavin P. (1 червня 2010). Towards jetography. The European Physical Journal C (англ.). 67 (3): 637—686. arXiv:0906.1833. doi:10.1140/epjc/s10052-010-1314-6. ISSN 1434-6052.
2. Cacciari, Matteo; Salam, Gavin P; Soyez, Gregory (16 квітня 2008). The anti- k t jet clustering algorithm. Journal of High Energy Physics. Т. 2008, № 04. с. 063—063. doi:10.1088/1126-6708/2008/04/063. ISSN 1029-8479. Процитовано 21 лютого 2021.
3. Marzani, Simone; Soyez, Gregory; Spannowsky, Michael (2019). Looking Inside Jets: An Introduction to Jet Substructure and Boosted-object Phenomenology. Lecture Notes in Physics (англ.). Т. 958. Cham: Springer International Publishing. doi:10.1007/978-3-030-15709-8. ISBN .
4. . Of Particular Significance (англ.). 20 жовтня 2011. Архів оригіналу за 6 березня 2021. Процитовано 21 лютого 2021.
5. Lund string model - Particle Wiki. particle.wiki. Процитовано 21 лютого 2021.{{}}: Обслуговування CS1: Сторінки з параметром url-status, але без параметра archive-url ()

• Andersson, B.; Gustafson, G.; Ingelman, G.; Sjöstrand, T. (1983). Parton fragmentation and string dynamics. Physics Reports. Elsevier BV. 97 (2-3): 31—145. doi:10.1016/0370-1573(83)90080-7. ISSN 0370-1573.
• Ellis, Stephen D.; Soper, Davison E. (1 жовтня 1993). Successive combination jet algorithm for hadron collisions. Physical Review D. American Physical Society (APS). 48 (7): 3160—3166. arXiv:hep-ph/9305266. doi:10.1103/physrevd.48.3160. ISSN 0556-2821.
• М. Гюлассі та ін., "Реактивне гасіння і випромінювальні втрати енергії в щільній ядерній речовині", в RC Hwa & X.-N. Ван (ред. ), Quark Gluon Plasma 3 (World Scientific, Сінгапур, 2003).
• JE Huth та ін., в Е. Л. Бергер (ред.)), Матеріали дослідницьких вказівок за десятиліття: Snowmass 1990, (World Scientific, Singapore, 1992), 134.
• М. Є. Пескін, Д. В. Шредер, «Вступ до квантової теорії поля» (Westview, Boulder, CO, 1995) [ 2 вересня 2014 у Wayback Machine.] .
• Т. Сьостранд та ін., "Pythia 6.3 Physics and Manual", Звіт LU TP 03-38 (2003).
• Г. Стерман, «QCD and Jets», звіт YITP-SB-04-59 (2004). [ 21 жовтня 2020 у Wayback Machine.]

Посилання

• Генератор подій Pythia / Jetset Monte Carlo [ 9 лютого 2008 у Wayback Machine.]
• Програма кластеризації струменів FastJet [ 3 березня 2021 у Wayback Machine.]