Dżet (fizyka cząstek elementarnych)

Z Wikipedii, wolnej encyklopedii
Skocz do: nawigacja, szukaj
Para kwark górny i jego anty kwark rozpada się na dżety, widoczne jako kolimowane wiązki torów cząstek, oraz innych fermionów w detektorze CDF w Tevatronie.

Dżet jest skupionym stożkiem hadronów i innych cząstek powstających w wyniku zjawiska hadronizacji kwarków i gluonów w eksperymentach z cząstkami lub z ciężkimi jonami. Z powodu chromodynamicznego uwięzienia, cząstki przenoszące kolor, jak kwarki, nie mogą występować w stanie wolnym. Dlatego zanim mogłyby być bezpośrednio zaobserwowane, ich fragmenty w hadronach tworzą dżety. Aby poznać właściwości samych kwarków, należy rejestrować dżety detektorami cząstek a następnie studiować.

W fizyce relatywistycznych ciężkich jonów dżety są ważne, ponieważ początkowe twarde rozpraszanie jest naturalnym sondowaniem dla materii chromodynamicznej utworzonej w kolizji, i określa jej fazę. Kiedy materia chromodynamiczna ulegnie przejściu fazowemu w plazmę kwarkowo gluonową, znacząco rośnie utrata energii w ośrodku, efektywnie studząc wychodzący dżet.

Przykłady technik analizowania dżetów:

Model strunowy z Lund jest przykładem modelu fragmentacji dżetów.

Wytwarzanie[edytuj | edytuj kod]

Dżety powstają w procesie chromodynamicznego twardego rozpraszania, wytwarzających kwarki lub gluony o wysokim momencie poprzecznym,w ujęciu partonowym zwane zbiorczo partonami. Prawdopodobieństwo powstania danego układu dżetów jest zadane przez przekrój produkcji dżetów, który jest średnią elementarnych procesów perturbacyjnych kwarku, antykwarku i gluonu, wagowanych funkcją rozkładu partonów. Dla najczęstszych procesów produkcji par, rozpraszania dwu cząsteczkowego, przekrój produkcji dżetów w kolizjach hadronowych jest dany przez


\sigma_{ij \rightarrow k} = \sum_{i, j} \int d x_1 d x_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}},

gdzie

  • x, Q2: frakcja momentu podłużnego i transfer momentu
  • \hat{\sigma}_{ij \rightarrow k}: perturbacyjny przekrój chromodynamiczny reakcji ij → k
  • f_i^a(x, Q^2): funkcja rozkładu partonów dla odnalezienia rodzaju cząstek i w wiązce a.

Przekrój elementarny \hat{\sigma} jest m.in. obliczany w celu otrzymania danego poziomu w teorii perturbacji (Peskin & Schroeder (1995), sekcja 17.4. Przegląd różnych parametryzacji funkcji dystrybucji partonów i obliczanie kontekstu zdarzenia w generatorach Monte Carlo omawiane jest w T. Sjöstrand et al. (2003), sekcja 7.4.1.

Fragmentacja dżetów[edytuj | edytuj kod]

Perturbacyjne obliczenia chromodynamiki kwantowej może zawierać obdarzone kolorem partony w stanie końcowym, ale tylko pozbawione go hadrony wynikowe mogą być zaobserwowane eksperymentalnie. A zatem, aby opisać, co jest obserwowane w detektorze w ramach danego procesu, wszystkie wychodzące kolorowane partony muszą przejść przez proces kaskadowy, a potem kombinację w hadrony. W literaturze, miękkie promieniowanie chromodynamiczne, formowanie hadronów lub oba procesy na raz, określane są często zamiennie jako fragmentacja i hadronizacja.

Gdy parton, wytworzony w twardym rozproszeniu wychodzi w oddziaływania, stała oddziaływania silnego rośnie wraz z separacją. Wzmaga to prawdopodobieństwo promieniowania chromodynamicznego, rozchodzącego się pod płytkim kątem w stosunku do macierzystego partonu. Tak więc, jeden parton będzie promieniował gluonami, które z kolei wypromieniują parę kwark-kwark i tak dalej, z każdym nowym partonem prawie kolinearnym z rodzicem. Można to opisać przy pomocy spinorów z funkcjami fragmentowania P_{ji}\!\left(\frac{x}{z}, Q^2\right), w podobnym znaczeniu, jak funkcje ewolucji gęstości partonów. Jest to opisane równaniem typu Dokshitzera-Gribova-Lipatova-Altarellego-Parisi (DGLAP)

\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)

Kaskady partonów wytwarzają partony o coraz mniejszej energii, przez co muszą opuścić region stosowalności perturbacyjnej chromodynamiki kwantowej. Do opisania trwania kaskady potrzebny jest model fenomenologiczny. Kombinacja kolorowych partonów w stan związany niekolorowych hadronów jest wewnętrznie nieperturbacyjna. Jednym z przykładów jest model strunowy z Lund, zaimplementowany w wielu nowoczesnych generatorach zdarzeń.

Bibliografia[edytuj | edytuj kod]

Linki zewnętrzne[edytuj | edytuj kod]