Процессы рождения прямых фотонов и лептонных пар в подходе ƙт-факторизации квантовой хромодинамики

• Автор: Малышев, Максим Алексеевич
• Шифр специальности: 01.04.23
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2014
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 89 с. : ил.

Содержание
Введение
1 Теоретический подход к исследованию процессов рождения в столкновениях частиц высоких энергий

1.1 Уравнения КХД-эволюции партопных распределений в протоне

1.1.1 Структурные функции глубоконсупругого рассеяния и партонные распределения

1.1.2 У равнения Докшицера-Г рибова-Липатова-Альтарелли-Паризи ПК'Л.ЛР'

1.2 Физика малых х и кт-факторизация квантовой хромодинамики

1.2.1 Современный статус Ад-факторизации

1.2.2 Уравнение Балицкого-Фадина-Кураева-Липатова (ВБКЬ)

1.2.3 Уравнение Катапи-Чиафалопи-Фиорапи-Маркезини (ССБМ)

1.3 Сечения процессов высоких энергий и неинтегрированные функции распределения партонов в Ад-факторизационном подходе
1.3.1 Функции распределения Кимбера-Мартина-Рыскина (КМД)
1.3.2 Функции распределения Катапи-Чиафалони-Фиорани-Маркезини (ССБМ)
1.3.3 Кинематика и сечения процессов высоких энергий в Ад-факториза-ционном подходе
2 Процессы рождения прямых фотонов и лептонных пар на современных коллайдерах в коллинеарном приближении и Ад-факторизационном подходе КХД
2.1 Статус исследования процессов рождения прямых фотонов
2.2 Статус исследования процессов рождения лептонных пар
3 Матричные элементы процессов рождения прямых фотонов и лептонных пар в подходе Ад-факторизации
3.1 Матричные элементы для инклюзивного рождения прямых фотонов в адронных столкновениях
3.2 Матричные элементы для фоторождения прямых фотонов

3.3 Матричные элементы для ассоциативного рождения прямых фотонов и тяжелых кварков в адрон-адронных столкновениях при энергиях коллайдеров Tevatron и LHC
3.4 Матричные элементы для рождения лептонных пар при энергиях коллайдеров Tevatron и LHC
4 Численные результаты исследования процессов рождения прямых фотонов и лептонных пар в подходе А;:/ -факторизации
4.1 Инклюзивное рождение прямых фотонов при энергиях коллайдеров LHC и HERA
4.2 Ассоциативное рождение прямых фотонов со струями при энергии коллайдера HER А
4.3 Ассоциативное рождение прямых фотонов с Ь, с-струями при энергиях коллайдеров Tevatron и LHC
4.4 Рождение лептонных пар при энергиях коллайдеров Tevatron и LHC
Заключение
Благодарности
Список литературы

Введение
В настоящее время общепринятой теорией сильного взаимодействия, определяющего структуру и динамику адронов, является квантовая хромодинамика (КХД), в основе которой лежит представление о фундаментальных частицах — кварках и глюонах, несущих особый заряд, называемый цветом [1]. Кварки в современном представлении являются точечными частицами с. дробным (по отношению к электрону) электрическим зарядом, взаимодействующими посредством обмена глюонами — квантами калибровочного векторного поля. Адроны состоят либо из трех кварков (барионы), либо из пары кварк-антикварк (мезоны) и не имеют цветового заряда. Важной особенностью КХД является то, что соответствующая константа связи велика при низких энергиях, что приводит к неприменимости теории возмущений и конфайнменту (невылетанию) кварков в адронах. В то же время, благодаря явлению асимптотической свободы, при высоких энергиях можно использовать фундаментальные степени свободы (т.е. кварки и глюоны) и работать в рамках обычной пертурбативной теории. КХД является неотъемлемой частью Стандартной модели, которая в связи с недавним экспериментальным открытием бозона Хиггса значительно упрочилась как базовая теория физики элементарных частиц.
Теория возмущений КХД приводит к тому, что партонные (кварковые и глюонные) функции распределения зависят от масштаба жесткого подпроцесса, /I2 ~ <52. Их поведение определяется эволюционными уравнениями. Точный вид этих уравнений зависит от точности, с которой учитываются логарифмические вклады типа 1п д2/Л2 и 1п 1/х. Суммирование слагаемых вида а” 111" д2 в ведущем логарифмическом приближении КХД приводит к уравнениям эволюции ВСЬЛР [2-5]. При этом производится учет диаграмм лестничного типа с обменами глюонами и кварками. В этих диаграммах поперечные импульсы испускаемых партонов строго упорядочены по ку (т.е. к2т к2+1Т), поэтому поперечными импульсами кварков и глюонов, участвующих в жестком взаимодействии, можно пренебречь по сравнению с //,2 (коллинеарное приближение). Однако в области высоких энергий (малых х) необходимо учитывать также слагаемые, пропорциональные степеням 1п1/ж. Суммирование таких членов приводит к так называемым неинтегрированным (т.е. зависящим от поперечного импульса ку) функциям распределения глюонов /(.т, ку), которые определяют вероятность обнаружить внутри протона глюон, несущий долю х продольного импульса начального протона и обладающий поперечным импульсом ку. Эти функции подчиняются уравнениям эволюции ВРКЬ [6-8| или ССЕМ |9-12|. При этом поперечные импульсы испускаемых глюонов не упорядочены вдоль цепочки эволюции. С

1 ГэВ2) говорят, что происходит рождение прямого фотона в режиме глубоконеупругого рассеяния. При этом фотон может рождаться также из начального или конечного лепто-па. Данный процесс в настоящей работе не рассматривается2. Когда обмениваемый фотон практически лежит на массовой оболочке (Q2 < 1 ГэВ2), говорят о фоторождении. При этом выделяют прямые вклады, в которых этот квазиреальный фотон непосредственно взаимодействует с протонными составляющими, и так называемые разрешенные вклады, когда фотон флуктуирует в адронное состояние, которое в свою очередь взаимодействует с протоном. Такое деление в то же время достаточно условно и пропадает при рассмотрении следующего за главным порядка теории возмущений.
Кроме инклюзивного рождения прямых фотонов рассматривают также ассоциативное рождение со струями. Такие полуииклюзивные процессы интересны с той точки зрения, что они должны быть особенно чувствительны к деталям партонной динамики. При этом в эксперименте можно регистрировать определенный класс струй, например, ограничиться только рассмотрением струй тяжелых (с или Ь) кварков. Подобная спецификация позволяет проводить более четкое соответствие между экспериментальными данными и теоретическими предсказаниями. Кроме того, изучение процессов рождения прямых фотонов с ассоциированными тяжелыми кварками позволяет проверить модели с так называемыми внутренними очарованием и прелестью [124]. В таких моделях предполагается наличие внутри адронов партопов. живущих в течение временного масштаба, независящего от масштаба жесткого процесса [125-127]. Наконец, состояния с конечным фотоном и тяжелым кварком могут являться фоновыми к процессам новой физики, например, рождению пары чарджино и нейтралино в некоторых суперсимыетричных расширениях стандартной модели [128].
Первые наблюдения рождения прямых фотонов относятся к работе коллайдера ISR [129]. При этом и по сегодняшний день процессы рождрния прямых фотонов остаются в фокусе внимания экспериментаторов. Так регулярно выходят работы по рождению прямых фотонов при энергиях коллайдера LHC коллабораций CMS [30, 130| и ATLAS [31,131.132). Продолжается анализ данных, полученных в ходе работы коллайдеров HERA и Tevatron. В частности, исследовано фоторождение прямых фотонов со струями коллаборациями Н1 [133] и ZEUS [134]. Из последних работ отметим также исследование процесса ассоциативного рождения прямых фотонов с тяжелыми кварками коллаборациями D0 [25.2G] и CDF [28,29].
2Описанне рождения прямых фотонов в глубоконеупругом рассеянии в рамках /ст-факторизациошюго подхода можно найти в работе |60|.