パートン（素粒子物理学）

パートン模型は、素粒子物理学において、リチャード・ファインマンが提唱した陽子や中性子などのハドロンの模型である。高エネルギー粒子衝突における量子色力学(QCD) 過程と相互作用から生成される放射カスケード (パートンシャワー)を解釈するのに有用である。

歴史

パートン模型は1969年にリチャード・ファインマンによって提唱され、もともと高エネルギーハドロン衝突の解析に使用されました。 ^[1]これは、ジェームズ・ビョーケンとエマニュエル・アンソニー・パスコスによって電子-陽子深非弾性散乱に適用されました。 ^{[2]その後、}ビョーケンスケーリングの実験的観測、クォーク模型の検証、量子色力学における漸近的自由性の確認により、パートンはクォークとグルーオンと一致しました。パートン模型は高エネルギーでは正当な近似のままであり、他の人^[^誰が?^]が長年にわたって理論を^[^{どのように?}^{]拡張してきました。}

マレー・ゲルマンはパートンを指すのに「プットオン」という用語を好んで使用した。^[3]

1994年、レナード・サスキンドはパートンを使ってホログラフィーをモデル化した。^[4]

モデル

あらゆるハドロン（例えば、陽子）は、「パートン」と呼ばれる多数の点状の構成要素の集合体として考えることができます。

構成粒子

加速された電荷がQED放射線（光子）を放出するのと同様に、加速された有色パートンはグルーオンの形でQCD放射線を放出します。無電荷の光子とは異なり、グルーオン自体は有色電荷を帯びているため、さらに放射線を放出し、パートンシャワーを引き起こす可能性があります。^[5]^[6]^[7]

参照フレーム

ハドロンは、無限の運動量を持つ基準系で定義されます。これは高エネルギーでの有効な近似です。したがって、パートンの動きは時間の遅れによって遅くなり、ハドロンの電荷分布はローレンツ収縮するため、入射粒子は「瞬時に非干渉的に」散乱されます。^{[引用が必要]}

パートンは、物理的なスケール（運動量移動の逆数で調べられる）に対して定義される。^{[説明が必要]}たとえば、ある長さのスケールでのクォークパートンは、クォークパートン状態とクォークパートンおよびグルーオンパートン状態との重ね合わせ、およびより小さな長さのスケールでのより多くのパートンによる他の状態になることがある。同様に、あるスケールでのグルーオンパートンは、グルーオンパートン状態、グルーオンパートンとクォーク-反クォークパートン状態、およびその他のマルチパートン状態の重ね合わせに分解することができる。このため、ハドロン内のパートンの数は実際には運動量移動とともに増加する。^[8]低エネルギー（すなわち、大きな長さのスケール）では、重粒子には 3 つの価電子パートン（クォーク）が含まれ、中間子には 2 つの価電子パートン（クォークおよび反クォークパートン）が含まれる。しかし、より高いエネルギーでは、原子価パートンに加えて海のパートン（非原子価パートン）が観察されます。 ^[9]

パートン分布関数

いわゆる共線的因数分解におけるパートン分布関数 (PDF) は、分解能スケールQ ²で特定の縦方向運動量比xを持つ粒子を見つける確率密度として定義されます。自由粒子として観測できないパートンの固有の非摂動的な性質のため、摂動 QCD を使用してパートン密度を計算することはできません。ただし、QCD 内では、外部プローブによって提供される分解能スケールによるパートン密度の変化を調べることができます。このようなスケールは、たとえば仮想度Q ^2を持つ仮想光子またはジェットによって提供されます。スケールは、仮想光子またはジェットのエネルギーと運動量から計算できます。運動量とエネルギーが大きいほど、分解能スケールは小さくなります。これは、ハイゼンベルクの不確定性原理の結果です。分解能スケールによるパートン密度の変化は、実験とよく一致することがわかっています。^[10]これは QCD の重要なテストです。

パートン分布関数は観測量を実験データに当てはめることによって得られるが、摂動論的QCDでは計算できない。最近、大運動量有効場理論を用いて格子QCDで直接計算できることがわかった。 ^[11]^[12]

実験的に決定されたパートン分布関数は、世界中のさまざまなグループから入手できます。主要な非分極データセットは次のとおりです。

ABM は、S. Alekhin、J. Bluemlein、S. Moch によってWayback Machineに 2022-01-19 にアーカイブされました。
CTEQ、CTEQ コラボレーションより
GRV/GJR ^{[永久リンク‍ ]}、M. Glück、P. Jimenez-Delgado、E. Reya、A. Vogt より
HERA PDF、ドイツのドイツ電子シンクロトロンセンター (DESY) のH1およびZEUSコラボレーションによる
MSHT/MRST/MSTW/MMHT、AD Martin、RG Roberts、WJ Stirling、RS Thorne、および共同研究者
NNPDF、NNPDFコラボレーションより

LHAPDF ^[13]ライブラリは、すべての主要なPDFセットに対して統一された使いやすいFortran / C++インターフェースを提供します。

一般化パートン分布(GPD) は、パートン分布を、パートンの横方向運動量やスピンなどのより多くの変数の関数として表すことによって、ハドロン構造をよりよく理解するための最近のアプローチです。 ^[14]これらは、陽子のスピン構造の研究に使用できます。特に、Ji和則は、 GPD の積分をクォークとグルーオンが運ぶ角運動量に関連付けます。^[15]初期の名称には、「非順方向」、「非対角」、「歪んだ」パートン分布がありました。これらは、すべての粒子が最終状態で検出される新しいクラスの排他的プロセス (深仮想コンプトン散乱など) を通じてアクセスされます。^[16]通常のパートン分布関数は、一般化パートン分布の余分な変数をゼロ (順方向限界) に設定することで復元されます。他の規則は、電気形状因子、磁気形状因子、またはエネルギー運動量テンソルに関連付けられた形状因子も GPD に含まれることを示しています。 GPDからはハドロン内部のパートンの完全な3次元画像も得ることができる。^[17]

シミュレーション

パートンシャワーシミュレーションは、計算粒子物理学において、粒子相互作用や崩壊の自動計算やイベントジェネレーターにおいて、衝突型加速器実験におけるプロセスの較正や解釈（ひいては理解）に使用されます。^{[18]これらは特に}大型ハドロン衝突型加速器（LHC）の現象論において重要であり、通常はモンテカルロシミュレーションを使用して調査されます。

パートンがハドロン化されるスケールはシャワーモンテカルロプログラムによって決定される。シャワーモンテカルロの一般的な選択肢はPYTHIAとHERWIGである。^[19]^[20]

参照

参考文献

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さらに読む

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外部リンク

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