Dżet (fizyka cząstek elementarnych)

Para kwark górny i jego antykwark rozpada się na dżety, widoczne jako skolimowane 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:

• rekonstrukcja (np. algorytm $k_{T},$ algorytm stożkowy),
• korelacja dżetów,
• tagowanie zapachów (np. b-tagowanie).

Model strunowy z Lund jest przykładem modelu fragmentacji dżetów.

Wytwarzanie

Dżety powstają w procesie chromodynamicznego twardego rozpraszania, wytwarzającego kwarki lub gluony o dużym pędzie 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, ważonych funkcją rozkładu partonów. Dla najczęstszych procesów produkcji par, rozpraszania dwucząsteczkowego, przekrój produkcji dżetów w kolizjach hadronowych jest dany przez

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

gdzie:

$x,Q^{2}$ – ułamek pędu podłużnego i przekaz czteropędu,

${\hat {\sigma }}_{ij\to k}$ – perturbacyjny przekrój chromodynamiczny reakcji $ij\to k,$

$f_{i}^{a}(x,Q^{2})$ – 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

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 naraz 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

• B. Andersson et al., Parton Fragmentation and String Dynamics, „Phys. Rep.” 97(2–3), s. 31–145 (1983).
• S.D. Ellis, D.E. Soper, Successive Combination Jet Algorithm For Hadron Collisions, „Phys. Rev.” D48, s. 3160–3166 (1993).
• M. Gyulassy et al., Jet Quenching and Radiative Energy Loss in Dense Nuclear Matter, in R.C. Hwa & X.-N. Wang (eds.), Quark Gluon Plasma 3 (World Scientific, Singapore, 2003).
• J.E. Huth et al., in E.L. Berger (ed.), Proceedings of Research Directions For The Decade: Snowmass 1990 (World Scientific, Singapore, 1992), 134. (Preprint at Fermilab Library Server)
• M.E. Peskin, D.V. Schroeder, An Introduction to Quantum Field Theory (Westview, Boulder, CO, 1995).
• T. Sjöstrand et al., Pythia 6.3 Physics and Manual, Report LU TP 03-38 (2003).
• G. Sterman, „QCD and Jets”, Report YITP-SB-04-59 (2004).

Linki zewnętrzne

• Generator zdarzeń Pythia/Jetset Monte Carlo (ang.)