Распределение поперечного импульса

высоких энергий В физике частиц , особенно в адронных пучков экспериментах по рассеянию , распределения поперечных импульсов ( TMD адронов ) представляют собой распределения кварковых или глюонных импульсов , которые перпендикулярны передаче импульса между пучком и адроном. В частности, это распределения вероятности обнаружить внутри адрона партон с поперечным импульсом. $k_{T}$ и доля продольного импульса $x$. TMD предоставляют информацию об ограниченном движении кварков и глюонов внутри адрона и дополняют информацию о структуре адронов, предоставляемую функциями распределения партонов (PDF) и обобщенными распределениями партонов (GPD). В целом, TMD и PDF предоставляют информацию о распределении импульсов (поперечном и продольном соответственно) кварков (или глюонов), а GPD — информацию об их пространственном распределении.

Описание, интерпретация и полезность

TMD являются расширением концепции партонных функций распределения (PDF) и структурных функций , которые измеряются в глубоко неупругом рассеянии (DIS). Некоторые TMD обеспечивают $k_{T}$ зависимость вероятностей, которые представляют собой PDF-файлы и которые порождают структурные функции DIS, а именно распределение вероятностей по импульсам кварков $f_{1}^{q}(x)$ для неполяризованной структурной функции $F_{1}(x)$ и распределение вероятностей спина кварка $g_{1}^{q}(x)$ для поляризованных структурных функций $g_{1}(x)$. Здесь, $x$ обозначает долю продольного импульса адрона, переносимую партоном, и отождествляется с масштабной переменной Бьёркена в бесконечном пределе энергии-импульса. $f_{1}^{q}(x)$ и $g_{1}^{q}(x)$ PDF-файлы суммируются по всем $k_{T}$ ценности и, следовательно, $k_{T}$-интегрируется зависимость вероятностей. TMDs предоставляет неинтегрированные вероятности с их $k_{T}$-зависимость. Существуют и другие ДВНЧС, которые не связаны напрямую с $f_{1}^{q}(x)$ и $g_{1}^{q}(x)$. Всего существует 16 доминирующих ( то есть ведущих) независимых TMD: 8 для кварков и 8 для глюонов.

ДПМ, в частности, чувствительны к корреляциям между поперечным импульсом партонов в родительском адроне и их спином или спином адрона. В свою очередь, корреляции обеспечивают доступ к динамике партонов в поперечной плоскости в импульсном пространстве . Таким образом, TMD сопоставимы и напрямую дополняют обобщенные распределения партонов (GPD), которые описывают динамику партонов в поперечной плоскости в пространстве позиций . Формально ДПМ получают доступ к корреляциям между орбитальным угловым моментом партона (ОУМ) и спином адрона/партона, поскольку им требуются компоненты волновой функции с ненулевым ОУМ. Таким образом, TMD позволяют нам изучать полную трехмерную динамику адронов, предоставляя более подробную информацию, чем та, которая содержится в обычном PDF.

Одним из примеров важности TMD является то, что они предоставляют информацию о кварковом и глюонном ОАМ. Они недоступны напрямую в обычном DIS, но имеют решающее значение для понимания спинового состава нуклона и разрешения спинового кризиса нуклона . Фактически, расчеты решеточной КХД показывают, что кварковый ОУМ вносит доминирующий вклад в спин нуклона.

Глюонные TMD

Подобно кварковым TMD, глюонные TMD открывают доступ к глюонному орбитальному угловому моменту, еще одному, возможно, важному вкладу в спин нуклона . Точно так же, как у кварков существует восемь TMD, существует восемь TMD глюонов. Глюонные TMD были впервые предложены в 2001 году.

Примеры TMD

• Первый и простейший пример кваркового TMD: $f_{1}^{q}(x,k_{T})$. Он возникает, когда неполяризованный пучок рассеивается на неполяризованном адроне-мишени и, следовательно, не несет информации о спинах кварков/адронов. Функция $f_{1}^{q}(x,k_{T})$ обеспечивает вероятность того, что частица пучка ударит целевой кварк с долей импульса $x$ и поперечный импульс $k_{T}$. Это связано с традиционным DIS PDF. $f_{1}^{q}(x)$ к $\int d^{2}k_{T}~f_{1}^{q}(x,k_{T})=f_{1}^{q}(x)$.
• Аналогично $f_{1}^{q}(x,k_{T})$, у нас есть $g_{1l}^{q}(x,k_{T})$ и $h_{1}^{q}(x,k_{T})$ ДПМ, интегралы которых соответственно равны $g_{1}^{q}(x)$ и распределение кварков по поперечности.

В дополнение к трем вышеупомянутым TMD, которые являются прямым продолжением DIS PDF, существует еще пять кварковых TMD, которые зависят не только от величины $k_{T}$, но и по его направлению. Следовательно, эти TMD исчезают, если их просто интегрировать. $k_{T}$и не подключайтесь напрямую к PDF-файлам DIS. Они есть:

• Распределение Сиверса $f_{1T}^{\bot ,q}$ которое выражает в поперечно поляризованном адроне асимметричное распределение поперечного импульса кварка вокруг центра $p_{x}$ и $p_{y}$ самолет. Азимутально-асимметричное распределение кварков в пространстве поперечных импульсов часто называют «эффектом Сиверса». В полуинклюзивном DIS (SIDIS), в котором помимо рассеянного лептона регистрируется ведущий адрон, $f_{1T}^{\bot ,q}$ происходит из-за глюонного обмена между пораженным кварком и остатками мишени (взаимодействие в конечном состоянии). Напротив, в процессе Дрелла- Яна $f_{1T}^{\bot ,q}$ вытекает из «начального» взаимодействия государств. Это приводит к $f_{1T}^{\bot ,q}$ имеющие противоположные знаки в двух процессах (Т-нечетные функции).
• Функция Бура – ​​Малдерса $h_{1}^{\bot ,q}(x,k_{T})$ характеризует распределение линейно поляризованных кварков в неполяризованном адроне. Это также T-нечетная функция, например $f_{1T}^{\bot ,q}$.
• The $h_{1T}^{\bot ,q}(x,k_{T})$, $g_{1T}^{\bot ,q}(x,k_{T})$ и $h_{1L}^{\bot ,q}(x,k_{T})$ функции.

Измерения

Наше первоначальное понимание структуры нуклонов на малых расстояниях пришло из экспериментов по глубоконеупругому рассеянию (DIS). Это описание, по сути, одномерно: DIS предоставляет нам распределения импульсов партонов в терминах единственной переменной x, которая интерпретируется в пределе бесконечного импульса ( предел Бьёркена ) как доля импульса нуклона, переносимая пораженными партонами. Поэтому из ДИС мы узнаем лишь об относительном продольном распределении партонов по импульсам, т.е. об их продольных движениях внутри нуклона.

Измерение ДВНЧС позволяет выйти за рамки этой одномерной картины. Это означает, что для измерения TMD нам необходимо собрать больше информации о процессе рассеяния. В DIS регистрируется только рассеянный лептон, а остатки распавшегося нуклона игнорируются (инклюзивный эксперимент). Полуинклюзивный DIS (SIDIS) , в котором помимо рассеянного лептона регистрируется адрон с высоким импульсом (т.е. ведущий), позволяет нам получить необходимые дополнительные сведения о кинематике процесса рассеяния. Обнаруженный адрон является результатом адронизации ударившего кварка. Последний сохраняет информацию о своем движении внутри нуклона, в том числе о его поперечном импульсе. $k_{T}$ который позволяет получить доступ к TMD. Помимо своего первоначальногособственный поперечный импульс $k_{T}$ пораженный кварк также приобретает поперечный импульс $p_{T}$ в процессе адронизации . Следовательно, функции структуры , входящие или асимметрии SIDIS поперечное сечение представляют собой извилины $k_{T}$-зависимой плотности кварков, самого TMD и $p_{T}$-зависимая функция фрагментации .Следовательно, точное знание функций фрагментации важно для извлечения TMD из экспериментальных результатов.

Для доступа к TMD можно использовать и другие реакции, кроме SIDIS, например, процесс Дрелла-Яна .

Измерения кварковых TMD были впервые проведены в DESY в эксперименте HERMES . В настоящее время (2021 г.) они измеряются в CERN с помощью эксперимента COMPASS и нескольких экспериментов в лаборатории Джефферсона . Измерения TDM кварков и глюонов являются важной частью будущей научной программы электрон-ионного коллайдера .

Внешние ссылки

• Страница Scholarpedia о распределении поперечного импульса М. Ансельмино.