ドレル・ヤン過程

ドレル・ヤン過程: 1 つのハドロンからのクォークと別のハドロンからの反クォークが対消滅し、仮想光子の交換を通じてレプトンのペアを生成します。

ドレル・ヤン過程は、高エネルギーハドロン-ハドロン散乱において生じる。これは、あるハドロンのクォークと別のハドロンの反クォークが対消滅し、仮想光子またはZボソンが生成され、これがその後、反対の電荷を持つレプトン対に崩壊するときに起こる。重要な点は、衝突するクォーク-反クォーク対のエネルギーが、ほぼ完全に新しい粒子の質量に変換される可能性があることである。この過程は、高エネルギーハドロン衝突におけるレプトン-反レプトン対の生成を説明するために、 1970年にシドニー・ドレルとタン・モウ・ヤンによって初めて提唱された^{[ 1 ]}。実験的には、この過程はJHクリステンソンらによって、交代勾配シンクロトロンにおける陽子-ウラン衝突において初めて観測された^{[ 2 ]}。

概要

ドレル・ヤン過程は、固定標的実験とハドロン衝突型加速器実験の両方で研究されています。この過程は、入射する高エネルギー核子の運動量が構成パートン間でどのように分配されるかを記述するパートン分布関数（PDF）に関する貴重な情報を提供します。これらのPDFは、ハドロン衝突型加速器におけるほぼすべての過程を計算するための基本的な要素です。PDFは原理的には導出可能であるはずですが、強い力のいくつかの側面が現在十分に解明されていないため、導出は困難です。そのため、PDFの形状は実験データから推定されます。

ドレル・ヤン過程と深非弾性散乱

PDFは、深非弾性散乱、ドレル・ヤン過程などから得られる世界データを用いて決定されます。ドレル・ヤン過程は深非弾性散乱と密接に関連しており、ドレル・ヤン過程のファインマン図は、深非弾性散乱のファインマン図を90°回転させることで得られます。ドレル・ヤン過程ではsチャネルに時間的仮想光子またはZボソンが生成されますが、深非弾性散乱ではtチャネルに空間的仮想光子またはZボソンが生成されます。

陽子における軽い海クォークフレーバーの非対称性に対する感度

これまで、陽子内のクォーク海は、アップクォークとダウンクォークを区別しない量子色力学（QCD）過程によって形成されると素朴に信じられてきた。しかし、CERN-NMC ^{[ 3 ] [ 4 ]}による陽子と重陽子標的による高エネルギーミューオンの深非弾性散乱の結果から、陽子にはuよりもdの方が多いことが示された。NMCで測定されたゴットフリード和は0.235±0.026で、期待値の1/3よりも大幅に小さい。これは、ビョルケンxを0から1.0まで積分したd ( x )-u ( x )が0.147±0.039であることを意味し、陽子海にフレーバー非対称性があることを示している。最近のドレル・ヤン散乱を用いた測定では、陽子のフレーバー非対称性が調べられた。^{[ 5 ] [ 6 ] [ 7 ]}強い相互作用結合定数α _sの主要次数 に対して、ドレル・ヤン断面積は次のように与えられる。

${\displaystyle {\frac {d^{2}\sigma }{dx_{1}dx_{2}}}={\frac {4\pi \alpha }{9sx_{1}x_{2}}}\sum _{i\in u,d,s,\cdots }e_{i}^{2}\left[q_{i}^{A}(x_{1}){\bar {q}}_{i}^{B}(x_{2})+{\bar {q}}_{i}^{A}(x_{1})q_{i}^{B}(x_{2})\right]}$

ここで、 は微細構造定数、は重心エネルギーの2乗、はフレーバー を持つクォークの電荷、 はそれぞれハドロンとハドロンにおけるパートン分布関数、 は運動量とを表します。同様に、 は反クォーク分布を表します。 ${\displaystyle \alpha}$ ${\displaystyle s}$ ${\displaystyle e_{i}}$ ${\displaystyle i}$ ${\displaystyle q_{i}^{A,B}(x_{1,2})}$ ${\displaystyle A}$ ${\displaystyle B}$ ${\displaystyle x_{1}}$ ${\displaystyle x_{2}}$ ${\displaystyle {\bar {q}}_{i}^{A,B}(x_{1,2})}$

アイソスピン対称性を用いると、陽子と中性子のパートン分布関数は次のように関係します。

${\displaystyle {\begin{aligned}u(x)&\equiv u^{p}(x)=d^{n}(x)\\d(x)&\equiv d^{p}(x)=u^{n}(x)\\{\bar {u}}(x)&\equiv {\bar {u}}^{p}(x)={\bar {d}}^{n}(x)\\{\bar {d}}(x)&\equiv d^{p}(x)={\bar {u}}^{n}(x)\\\end{aligned}}}$

したがって、重水素上の陽子と水素上の陽子のドレル・ヤン断面積は次のように表される。

${\displaystyle {\begin{aligned}{\frac {\sigma ^{pd}}{2\sigma ^{pp}}}&={\frac {\sigma ^{pn}+\sigma ^{pp}}{2\sigma ^{pp}}}\\&={\frac {1}{2}}\left[1+{\frac {4u(x_{1}){\bar {d}}(x_{2})+d(x_{1}){\bar {u}}(x_{2})}{4u(x_{1}){\bar {u}}(x_{2})+d(x_{1}){\bar {d}}(x_{2})}}\right]\end{aligned}}}$

陽子にはクォークがもっと多く含まれているという事実から、この比率は次のように近似できる。 ${\displaystyle u}$

${\displaystyle {\frac {\sigma ^{pd}}{2\sigma ^{pp}}}\approx {\frac {1}{2}}\left[1+{\frac {{\bar {d}}(x_{2})}{{\bar {u}}(x_{2})}}\right]}$

ここで、と は陽子海における反ダウンクォークと反アップクォークの分布であり、はビョルケンスケーリング変数（パートン模型における標的クォークの運動量分率）である。^{[ 5 ] [ 8 ]}${\displaystyle {\bar {d}}(x)}$ ${\displaystyle {\bar {u}}(x)}$ ${\displaystyle x}$ ${\displaystyle x}$

Zボソン生成

ドレル・ヤン過程によるZボソンの生成は、Zボソンとクォークの結合を研究する機会を与える。主な観測量は、2つのレプトンの重心系における角度分布の前後非対称性である。

より重い中性ゲージボソンが存在する場合（W′ ボソンと Z′ ボソンを参照）、標準的な Z ボソンがドレル・ヤン過程によって現れるのとほぼ同じように、ダイレプトン不変質量スペクトルのピークとして発見される可能性があります。

ドレル・ヤン過程とその背後にある事象

高エネルギーQCD過程は摂動論によってアクセス可能であるものの、ハドロン化のような低エネルギー効果は依然として現象論的観点からしか理解されていない。仮想光子とZボソンは色荷を輸送できないため、ハドロン背景を無視したドレル・ヤン事象を選択することで、基礎事象の特性を効果的に研究することができる。 ^{[ 9 ]}残るのは純粋な基礎事象であり、これはハード・ドレル・ヤン過程の物理には影響されない。他の過程は、ハード・プロセスにおいて ハドロンジェットを生成する可能性があるため、誤認の問題に悩まされる可能性がある。${\displaystyle Z^{0}(\gamma ^{*})\to \ell ^{+}\ell ^{-}}$

参照

• フェルミ国立加速器研究所 E-906/シークエスト

参考文献

1. Drell, SD; Yan, T.-M. (1970). 「高エネルギーハドロン-ハドロン衝突における大規模なレプトン対生成」. Physical Review Letters . 25 (5): 316– 320. Bibcode : 1970PhRvL..25..316D . doi : 10.1103/PhysRevLett.25.316 . OSTI 1444835 . S2CID 16827178 .  

   Drell, SD; Yan, T.-M. (1970). Physical Review Letters . 25 (13): 902. Bibcode : 1970PhRvL..25..902D . doi : 10.1103/PhysRevLett.25.902.2 . OSTI 1444835 .に訂正あり。 

2. Christenson, JH; et al. (1970). 「ハドロン衝突における大質量ミューオン対の観測」(PDF) . Physical Review Letters . 25 (21): 1523– 1526. Bibcode : 1970PhRvL..25.1523C . doi : 10.1103/PhysRevLett.25.1523 .
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