（理论物理专业论文）pa碰撞jψ产生过程中的核效应(1).pdf

摘要 目前 j 压低被认为是重离子碰撞中夸克胶子等离子体 q g d 形成的可靠信 号 因此 高能碰撞的 杪产生过程为核物理与粒子物理领域所广泛关注 然而 在 核一核碰撞中存在许多不同的核效应 研究p a 碰撞 沙产生过程中的核效应 深刻 且定量地理解各种核效应所引起的 产生压低机制 才能更好地解释重离子碰撞中 的实验数据 以获取夸克胶子等离子体形成的确切信号 本文利用 杪产生的色蒸发模型和三套有代表性的束缚核子部分子分布函数 并 在g l a u b e r 模型下考虑了初态能量损失效应和末态核吸收效应 在领头阶近似下 计算 了质子一原子核碰撞 y 产生的微分截面比如 斗 定量地分析了不同核效应对 j 压低的影响 研究表明 在大砟区域 导致勘 砸 斗 压低的能量损失效应比部分 子分布函数的核效应更重要 小x 区域的e 8 6 6 实验数据排除了具有较大反遮蔽效应的 束缚核子胶子分布 然而 新的h e r a b 数据不支持束缚核子胶子分布具有反遮蔽效应 v 一n 非弹性散射截面o d w 依赖于运动学变量砟 并随其增大而增大 关键词 色蒸发模型j 能量损失核吸收核效应 i l l a b s t r a c t 3 s u p p r e s s i o ni sc o n s i d e r e da sam o s tr e l i a b l es i g n a t u r ef o rt h ef o r m a t i o no fq u a r k g l u o np l a s m a q g p i nh e a v yi o nc o l l i s i o n sd u r i n gt h ep r e s e n tt i m e t h e r e f o r e t h e p r o d u c t i o no fj i i nh i g he n e r g yc o l l i s i o n sh a sa t t r a c t e dt h ee x t e n s i v ea t t e n t i o nf r o mb o t ht h e n u c l e a ra n dp a r t i c l ep h y s i c sc o m m u n i t i e s h o w e v e r t h e r ea r em a n yd i f f e r e n tn u c l e a re f f e c t s i nn u c l e u s n u c l e u sc o l l i s i o n s i no r d e rt oi n t e r p r e t er o b u s t l yo ft h ee x p e r i m e n t a ld a t ai nh e a v y i o nc o l l i s i o n sa n da c q u i r et h es i g n a t u r ef o rt h ef o r m a t i o no fq u a r kg l u o np l a s m a w es h o u l d i n v e s t i g a t et h en u c l e a re f f e c t si np ac o l l i s i o n sa n du n d e r s t a n dd e e p l ya n dq u a n t i t a t i v e l yt h e b a s i cm e c h a n i s m sr e s p o n s i b l ef o rs u p p r e s s i o no fj i p r o d u c t i o nd u et ot h en u c l e a re f f e c t s b ym e a n so fc o l o re v a p o r a t em o d e la n dt h r e er e p r e s e n t a t i v es e t so fn u c l e a rp a r t o n d i s t r i b u t i o n s t h ee n e r g yl o s se f f e c ti ni n i t i a ls t a t ea n dn u c l e a ra b s o r p t i o ne f f e c ti nf i n a ls t a t e a r et a k e ni n t oa c c o u n ti nt h eu n i f o r mf r a m e w o r ko ft h eg l a u b e rm o d e l al e a d i n go r d e r c a l c u l a t i o ni sp e r f o r m e do nj vp r o d u c t i o nc r o s ss e c t i o nr a t i o s 如 x f f o rt h ee 8 6 6 e x p e r i m e n t a ld a t a t h ej vs u p p r e s s i o ni si n v e s t i g a t e dq u a n t i t a t i v e l yd u et ot h ed i f f e r e n t n u c l e a re f f e c t s i ti ss h o w nt h a tt h ee n e r g yl o s se f f e c tw i t hr e s u l t i n gi nt h es u p p r e s s i o no n 胎x f i sm o r ei m p o r t a n tt h a nt h en u c l e a re f f e c t so np a t t o nd i s t r i b u t i o n si nh i g hx r r e g i o n t h ee 8 6 6d a t ai nt h es m a l lx rk e e po u tt h en u c l e a r 西u o nd i s t r i b u t i o nw i t hal a r g e a n t i s h a d o w i n ge f f e c t h o w e v e r t h en e wh e r a bm e a s u r e m e n ti sn o ti ns u p p o r to ft h e a n t i s h a d o w i n ge f f e c ti nn u c l e a r u o nd i s t r i b u t i o n i ti sf o u n dt h a tt h e 一n u c l e o ni n e l a s t i c c r o s ss e c t i o n 吒 j 撕 y d e p e n d so nt h ek i n e m a t i c a lv a r i a b l ex s a n di n c r e a s e sa sx f k e yw o r d s c o l o re v a p o r a t i o nm o d e l j e n e r g yl o s s n u c l e a ra b s o r p t i o n n u c l e a re f f e c t s i v 学位论文原创性声明 本人所提交的学位论文 p a 碰撞j i 产生过程中的核效应 是在导师的指导下 独立进行研究工作所取得的原创性成果 除文中已经注明引用的内容外 本论文不包含 任何其他个人或集体已经发表或撰写过的研究成果 对本文的研究做l e 重要贡献的个人 和集体 均己在文中标明 本声明的法律后果由本人承担 论文作者 签孙榭指导狮确认 签孙立 丢 7 移叩年乡聊日 加叮年 月细 学位论文版权使用授权书 本学位论文作者完全了解河北师范大学有权保留并向国家有关部门或机构送交学 位论文的复印件和磁盘 允许论文被查阅和借阅 本人授权河 i l i j l 范大学可以将学位论 文的全部或部分内容编入有关数据库进行检索 可以采用影印 缩印或其它复制手段保 存 汇编学位论文 保密的学位论文在 年解密后适用本授权书 论文作者 签名 彳系三叁算寻 阳 7 年夕月午日 指导教师 签名 c 京嚣专 2 p 哆年多月 日 h 1引 言 沙压低被认为是重离子碰撞中夸克胶子等离子体 q g d 形成的可靠信号 因 此 高能碰撞的 缈产生过程为核物理与粒子物理领域所广泛关注 i 然而 在核一核 碰撞中存在许多不同的核效应 研究p 一么碰撞l 矽产生过程中的核效应 深刻且定量 地理解各种核效应所引起的 缈产生压低机制 才能更好地解释重离子碰撞中的实验 数据 以获取夸克胶子等离子体形成的确切信号 目前 已有几个实验组 例如 n a 3 2 1 e 7 7 2 1 3 1 e 8 6 6 4 1 n a 5 0 5 和h e r a b 6 用 质子打击固定核靶 研究了随费曼变量砟变化的 5 f 产生截面的核依赖性 e 8 6 6 实验 组在很宽的运动学范围一o 1 x e 0 9 5 精确地测量了8 0 0 g e v 入射质子打击铁和钨靶 相对于铍靶的核压低参数口和截面比 观测到的压低在x e 0 2 5 的区域是最小的 在大 x 区域会增强 最近 h e r a b 实验组使用9 2 0 g e v 的入射质子打击碳 钛和钨靶 首 次测量了运动学范围延伸到负昂区域 o 3 4 x p 4 g e v c 2 的u 子对 但仍具有相当好的对 少粒子 的接收性 n a 3 使用动量分别为1 5 0 2 0 0 和2 8 0 g e v c 的质子 反质子 介子和k 介子作为入射束流 利用液氢和铂靶核来测定j 产生过程中的核依赖性 n a 3 实验是最早研究 y 产生过程姊依赖性的实验 2 1 图2 1 给出的是铂与氢靶 的每核子截面比随即的变化 入射束流为2 0 0 g e v e 的 介子与质子 砟依赖性的主要 特征是随着昂的增长 妙产生压低增强 图2 2 是铂与氢靶的每核子截面比随岛的变 化 显然 j y 产生的截面比随p r 增长而增加 当p r 超过2 g e v c 时 截面比大于i 4 x f 图2 1n a 3 实验铂与氢靶的每核子截面比随k 变化的实验结果 2 一一一百 一 n a 3 1 8 1 6 一1 4 堇他 圈 1 0 8 0 6 声 车t 一 一 叁l o0 5115 225 p g e v c 图2 2n a 3 实验铂与氢靶的每核予截面比随p 的变化实验结果 2 1 2e 7 7 2 和e 7 8 9 实验 美国费米国家实验室e 7 7 2 实验组测量了8 0 0 g e v 质子打击氘 碳 钙 铁与钨靶 时j 妒和 产生截面吼从图23 中可以看出 e 7 7 2 的结果证实了的j 与 的产 h l d 一叱 生随质量数的增加而压低 图2 3 中的虚线是口等于o 9 2 时对于实验数据的最好符合 这也表明方程 爿口 足以表达这种压低 图中的插入图是e 7 7 2 的l a 子对不变质量 谱 其中最左边的高峰是 粒子 右边紧邻j 的尖峰是 粒子 最右边的尖峰是 6 石对的共振态y 粒子 沙 与丫之问的u 子对是通过正反夸克湮灭成一个虚光子 虚光 子再衰变成轻子对的d r e l l y a n 过程产生的 e 7 7 2 是第一个采用足够的统计性与质量分 辨率来论i i f j i u 与y 7 产生压低之间的相似性的实验 d r e l l y a h 截面比也包括在图2 3 中 可以发现d r e l l y a n 产生压低与3 9 的相比是相当小的 e 7 8 9 的主要目的是通过b 一 少一 t 一衰变来研究b 夸克的产生 另外 e 7 8 9 还使用铍 碳与钨靶来研究坼 0 附近的 杪产生的核依赖性 随即分布的e 7 8 9 实验 结果与n a 3 和e 7 7 2 的结果由图2 4 给出 在大砟区域 e 7 7 2 的数据显示了逐渐增强 的压低 而e 7 8 9 的趋于平缓 在小即区域 n a 3 的 缈压低比e 7 7 2 和e 7 8 9 的都要 卜 6 2 1 01 0 0 m a s sn u m b e r 图2 3 j 缈和沙 产生截面比随a 的分布 j o 9 8 7 6 5 4 u 加 蚰 盯 鹏 m 雷甜 笛 图2 4n a 3 2 e 7 7 2 3 1 e 7 8 9 t 1 5 1 实验随x 变化的口结果 2 1 3e 8 6 6 实验 1 9 9 6 年 美国费米国家实验室的e 8 6 6 实验组再次启用了e 7 7 2 实验所使用的谱仪 但增加了更先进的数据获取系统和新的触发系统 e 8 6 6 实验的最初目的是测量核子海 中的 7 万不对称性 在完成这些测量后 一些追加的测量也在1 9 9 7 年4 月完成 其中 包括 实验组用8 0 0 g e v 的质子打击b e f e 和w 靶 研究质子一原子核碰撞中j g 和沙7 产生过程中的核效应 4 1 在e 7 7 2 实验中 较差的谱仪接受度限制了对j g 与 产生过程的核依赖性的测 量 所以当c e r n 的n a 5 0 实验组探测到了更大的 沙的产生压低和r h i c 刚被建成 时 e 8 6 6 实验组决定改进e 7 7 2 的测量 在更大的接受度与更高的统计性下 e 8 6 6 提 供了更新更好的j 沙产生压低数据 e 8 6 6 实验观测了3 x 1 0 6 个 5 c 和1 0 5 个少 粒子的产生事例 运动学变量覆盖的区域 为 咋在 0 1 到0 9 3 之间 p r 在0 到4 g e v c 图2 5 给出了参数口随即分布的实验结 果 由图可见 在砟小于0 2 5 时观察到的压低是最小的 随砟变大压低逐渐变强 7 图2 5 参数口随x 分布的实验结剁4 1 2 1 4n a 5 0 实验 c e r n 的n a 5 0 实验组报告了用4 0 0 g e v c 入射质子打击b e 灿 c u a g 和w 靶 的产生 y 和少 的实验数据 5 1 其运动学范围为一0 5 o 5 和 o 5 c o s o 5 对于每种靶 实验收集了两组不同的数据样本l i p b e 0 0 p a l 9 9 p c u 9 9 p a 9 0 0 p w 9 8 和h i p b e 9 8 p a l 9 7 p c u 9 7 p a 9 9 7 p w9 6 它们分别对应着3 6 x 1 0 8 和2 3 x 1 0 9 每2 3 7 s 的质子束流 图2 6 给出了 0 1 工p o l 区域的口数据 在这一运动学区域 高能的e 8 6 6 实验所给出的口值 4 1 j y 和沙 的分别约是o 9 5 和0 9 3 明显地高于n a 5 0 实验所给出的值 图2 6 j v 和吵 随砟分布的口数据 5 1 2 1 5h e r a b 实验 德国d e s y 实验室的h e r a b 实验组用9 2 0 g e v 质子打击碳 钛和钨靶来研究jim 产生过程中的核效应1 6 1 实验观测了2 4 x 1 0 5 个衰变道为j 杪je e 一和 寸 一的 事例 运动学变量覆盖的区域为 一o 3 4 矗 o 1 4 p r 5 g e 矿 c h e r a b 的实验结 果表明 j i g 产生存在一个很小的压低 平均的压低参数是历 0 9 8 1 o 0 0 4 s t a t o 0 1 6 s y s 图2 7 给出了随昂分布的核压低参数口 其中实心点和空心点分别对应h e r a b 和e 8 6 6 的实验数据 在重叠区域 h e r a b 的数据与e 8 6 6 的数据 4 有很好的一致性 且延伸到了负姊区域 与以前的结果有所不同 h e r a b 的结果从以前实验所看到的大 砟区域的强烈压低 转变为负斗区域的微弱增高 图2 7 随砟分布的核压低参数口 2 2 色蒸发模型 1 9 7 7 年 h f f i t z s c h 把q c d 理论用于研究强子碰撞过程中的粲夸克偶素产生 提 出了色蒸发模型 3 1 早期应用这一模型解释c e r n o m e g a 的刀 7 一 仇碰撞歹 y 产生的 数据时取得了成功 9 在色蒸友模型 c e m 中 夸觅偶索的严生被认为与目出重夸克的彤成是相劂的 但其不变质量必须小于这个重夸克所能形成的最轻介子质量的二倍 对于粲夸克偶素 其质量上限是2 t o o 在领头阶微扰q c d 中 重夸克的强子化产生是由g 虿湮灭和g g 融 合过程所组成 微分截面是孵和g g 相互作用的子截面与入射粒子a 和靶粒子b 中的部 分子分布函数的卷积 如果即是爿曰质心坐标系厉的纵向动量分数且 是核一核碰撞 质心系能量 则质量为m 的愿夸克对产生截面是 1 6 面d o 丽 c c f 如咄万 五恐s m 2 万 姊 x x 2 h 口 聊2 2 2 1 h f s x o t x o 一2 m 2 2 2 2 7 一 l 么 z z 姊2 5 2 4 m 2 s 其中五与五分别是入射粒子和靶中部分子的动量分数 对方程 2 2 1 中的艿函数积 分后喃矿丢 坼 而 以暑为 h 爿口x i x 2 m 2 名 聊2 x 2 m 2 z 2 祁m 2 而 朋2 朋2 屯 柳2 h 彳 m 2 2 2 3 其中z x 聊2 是动量分数为z 的部分子分布 m 为正反夸克对不变质量 且聊2 x x 2 s 在领头阶近似下 孵湮灭和g g 融合的子截面为 咖2 n a 2 m 2 3 m 2 等 吾 m 嵩 一打等h 亿2 4 研z 8 f r e t 2 m 2 l 等卜 2 2 5 其中力 乒而 领头阶的粲夸克偶素产生截面 是对自由c d 对截面中的质量积分而得到的 其中 积分下限是厉的质量2 m e 上限为2 m o 3 7 4 g e v 则 寿锄 e 嬲锄等 组2 6 1 0 其中岛 渺是产生c 万共振末态截面仃盯的分数 在次领头阶的近似下f 17 1 色蒸发模型中的粲夸克偶素产生截面可以应用文献 中所 提到的q 耍对产生模式计算得到 并且可以采用公式 2 2 6 中用到的质量截断方式 当 次领头阶的贡献被加入后 在t e v a t r o n 上 少产生的p r 分布与色蒸发模型计算 1 9 的结 果符合甚好 如果领头阶下的参数历l 缈o 被定义为次领头阶下的仃p 缈l o 与k 因子的乘积 k 因子为次领头阶和领头阶截面比 那么 领头阶和次领头阶的计算所给出的结果与j v 产生的实验数据相一致 图2 8 给出了在8 0 0 g e v 和1 2 0 g e v 的p p 碰撞中 使用m r s tl o 2 0 部分子分布和 色蒸发模型计算的随即的变化的j 少产生截面 可以发现 而在小即区域 即在8 0 0 g e v 时x e 0 6 在1 2 0 g e v 时x v 0 5 胶子融合对产生截面的贡献最重要 丘 口 k t 畏 b 2 勺 x fx f 图2 8 用色蒸发模型计算的8 0 0 g e v 和1 2 0 g e v 质子一质子碰撞 产生截面 2 3 束缚核子部分子分布函数核效应 2 3 1 核子结构函数的核效应 1 9 8 2 年 e m c 组 欧洲 子合作组 用t t 子打击氢 氘和铁靶的深度非弹性散射 实验时发现 自由核子的与束缚核子的结构函数明显不同 这就是人们熟知的e m c 效 应 2 1 1 此后e m c 效应的存在被一系列实验所证实 现在 已有的大量轻子一原子核深 度非弹性散射的实验结果显示 核么的结构函数露与氘核的结构函数矽的比值 r x q 2 明显的偏离了1 如图2 9 这表明 束缚核子的部分子分布不同于自由核 子的部分子分布 2 2 2 3 1 即 确一 x q 2 确 工 q 2 2 3 1 葑 备 1 1 1 0 0 9 0 8 姐竺g7 一v 1 0 图2 9 r y o x q 2 随j 的变化 从束缚核子的结构函数曩与氘核的结构函数掣的比值尺 工 a 2 随b j o r k e n 标度 变量x 的变化 可以发现结构函数的核效应具有如下特征 1 在区域x o 0 5 0 1 内 r z q 2 小于1 这种效应称为核遮蔽效应 因为在这 个区域内海夸克分布远大于价夸克分布 所以核遮蔽效应主要来源于海夸克分布的变 化 它随x 的减小而增强 且有强烈的a 相关性 但对q 2 的依赖性较弱 2 在区域x o 卜0 2 内 r c x q 2 稍大于1 这称为反遮蔽效应 其对于彳和q 2 的依赖性较弱 它主要来源于海夸克分布和价夸克分布的变化 3 在区域工 0 2 0 3 内 r 形o x 0 2 开始呈下降趋势 在石 0 6 附近达到最低点 然后又上升 在区间0 1 0 2 z 0 8 内比值尺 工 q 2 的行为被称为e m c 效应 4 在区域0 8 x a 内 足 工 q 2 大于1 称为费米运动区 这种现象由费米运 动核子相干引起 通常把核遮蔽效应 反遮蔽效应 e m c 效应和费米运动效应 统称为核子结构函 数的核效应 在e m c 效应发现后 人们提出了很多解释核子结构函数的核效应的理论 模型 2 4 3 0 这些模型在解释核效应的相关实验数据时取得了一定成功 但是它们都引入 了可调的唯象参数 为克服以上的缺点 k j e s k o l a 等人 2 2 卫3 1 m h i r a i 等人 3 1 3 3 1 和d e f l o f i a n f 3 4 1 等人分别通过拟合轻子 原子核深度非弹性散射以及质子一原子核碰撞 d r e l l y a n 过程的实验数据 研究了束缚核子部分子分布函数的核效应 2 3 2e k s 束缚核子部分子分布函数 1 9 9 8 年 k j e s k o l a 等 2 2 2 3 通过拟合n m c 和e 6 6 5 的 一a 深度非弹性散射的和 e 7 7 2 的d r e l l y a n 过程的数据 获得了一套不依赖于模型的束缚核子的部分子分布函数 k j e s k o l a 等假设 r c x q 2 j 笄 2 3 2 其中z z q 2 和z 石 q 2 分别为束缚和自由核子中味道为i 的部分子分布 i 表示部分 子类型 进一步近似 在q 2 酝时 假定海夸克和反夸克的核效应相等 r i a x q 2 尺俨a 石 9 2 0 r s x 瑶 2 3 3 不同价夸克的核效应也相等 即 r 0 工 q r a 工 q r x q 2 3 4 因此 同位旋对称核的结构函数与氘核的结构函数之比为 冗叠 x 繇 彳矿1 s x 簖 尺夕 x g i s z 球 4 x q o r s 2 4 x 露 2 3 5 这就把价夸克和海夸克的核效应联系了起来 然后在相同的x 和讲下 采用同样近似 用d r e l l y a h 过程的数据进一步确定足罗与月 可得 r a z 球 b 芦 z 工 q 学 尺夕 x q 吾 b 竺 x x 联 曰 x 工 繇 尺 x q 2 3 6 式 2 3 5 和 2 3 6 左边的值是结构函数比 可以由实验测得 系数a y a 耐 4 b y b b 只与自由核子的部分子分布函数有关 是可知量 进一步 尺夕可以由重 子数守恒来确定 f a l u 工 q 0 2 d x q 0 2 球沁 a 0 2 l 烈 石 q 0 2 d x q 0 2 3 2 3 7 对于束缚核子的胶子分布 定义r a x 0 2 兰g a x q 2 l g x q 2 尺0 可以由动量守恒来 固定 1 f d x x g 石 q 0 2 x q 0 2 工 q 0 2 d x q 0 2 彬 工 瑶 2 f f x 蜴 孑 z 酝 s x 蜴 霹 石 q 2 2 3 8 这样就得到了初始标度簖下的束缚核子的部分子分布函数 k j e s k o l a 等选用了两套自由核子的部分子分布g r v 和c t e q t 3 们 并利用 d g l a p 演化方程研究了核效应 结果发现以上比值对两套不同的自由核子的部分子分 布函数依赖性并不强 于是 他们用一套固定的f o r e a n 程序e k s 给出了掣 石 q 2 其 运动学区域覆盖了1 0 6 x 1 2 2 5 g e v 2 q 2 1 0 4 g e v 2 a 2 2 3 3h k n 0 7 束缚核子部分子分布函数 2 0 0 7 年m h i r a i 等 3 3 1 进一步发展了原来的h k m 3 1 1 和h k n 0 4 3 2 1 束缚核子部分子分布 函数 在原有的深度非弹性散射和核d r e l l 过程的实验数据的基础上 增加了芹 芹 的实验数据 这些新的数据被用来提取核子中味不对称的反夸克分布信息 并确定了氘 核结构函数的核修正 此外 他们还在l o 和n l o 下分析了束缚核子部分子分布函数 的不确定性 更好地确定了束缚核子部分子分布函数对x 和a 的依赖性 与抽取h k n 0 4 束缚核子的部分子分布一样 先在 q 2 毫瑶 点 将束缚核子部分子 分布函数取作 z x 鳊2 w x a z f x 0 0 2 2 3 9 其中 z x 9 0 2 和f 一 x q 0 2 分别为初始状态 q 2 一zy 2 自由核子和束缚核子内昧为i 的部 分子分布函数 为了得到w z a z 的合理表达式 他们进行了以下的分析 1 核修正o c1 一j 万 w 而彳 z 1 1 一刁1 万 x a 和z 的函数 2 3 1 0 2 引入因子而1 即使在x l 的情况下 核子的部分子分布函数也应为有限值 因此 吣扎舭 嬲帆 2 3 1 1 为了满足这个性质 引入万j 万因子 成为参数 这样 1 一z 砖 x a 和z 的函数 叱百三万 2 3 1 2 3 遮蔽效应和反遮蔽效应的因子函数 露 芹的实验数据显示 随着xj o 遮蔽效应趋于饱和 因此假设 工专叫 z 1 1 一方 口f 舭 2 3 1 3 其中a i 为控制遮蔽和反遮蔽效应的参数 这样 吣以z 1 1 一南坐等产 2 3 1 4 在原来的h k m 和h k n 0 4 束缚核子部分子分布函数中 假设石彳 孑一 i 一 在考 虑了昧不对的称反夸市分布后 束缚核子部分y 分布函数为 讯堋m x a z 塑盟掣 讹驴k x a z 继盟掣 万一 石 繇 x 彳 z 兰至 兰1 2 塾掣 孑4 x 鲸 峙 x a z z z x q 2 0 以g a x q g 2 3 1 5 歹彳 石 鲧 峙 工 a z i x 讲 g x 蜴 工 a z g x 瑶 为确定参数a a d v 和 需使用电荷数守恒 重子数守恒 动量守恒三个条件 a 电荷 z 肛詈 2 x 饼 一万f x 讲 2 3 1 6 b 重子数 彳 弘争 孙 球 j 工 饼 2 3 1 7 c 动量 彳 胁 z 9 2 j 十口 a 工 鲧 2 订一 x 蜴 孑一 五g f x 蜴 g x 球 2 3 1 8 此外 h k n 0 7 束缚核子部分子分布还改进x 和a 的依赖性 1 采用函数q b x q x 2 喀x 3 的极值点z 碚 作为参数来代替原来的包和q 包 3 4 4 c f 一孚 吒 2 3 1 9 这样可以使参数的物理意义更加明显 数值确定更加容易 例如 价夸克分布的参数值 矗 o 1 5 和矗 0 6 可以方便的从f 口数据中得到 此外 因为胶子分布函数不能 被目前的数据很好的确定 所以通常假定c 窖 o 即 一砬 2 原先 a 的依赖性用l 一1 彳帕来描述 在此基础上 参数或 勺 略和噍也取作与a 相关 7 7 刁m 1 一刁l 而 7 或 呀 略 以 2 3 2 0 这样 核修正参数变为 价夸克 硫 葡 彬 彬 反夸克 墙 霹 a 2 辞 2 3 2 1 胶子 砬 趣 然后通过对轻子 原子核深度非弹性散射和p a 碰撞核d r o l l 一 过程的实验数据的z 2 分 析 就可以确定这些参数 从而得到蜴 i g e v 2 的初始部分子分布 然后通过d g l a p 演化方程得到实际的q 2 的分布 h i r a i 等利用m r s t 2 0 i 自由核子的分布函数 以及z 2 分析的方法获得的束缚核子的 1 6 部分子分布函数与实验数据比较 发现符合得很好 其运动学区域覆盖了a 1 1 0 9 xs1 i g e v 2 q 2 1 0 8g e v 2 图2 1 0 分别给出了l o 和n l o 阶下的权重函数 其中q 2 i g e v 2 3 喜 0 0 0 10 0 l0 11 x 笆 盆 窿q 1g到ev2 杰缫秽矿 毪f 2 礤 图2 1 0q 2 1 g e v 2 时l o 和n l o 阶的核修正 2 3 4n d s 束缚核子部分子分布函数 2 0 0 4 年 d ef l o r i a n 和s a s s o t t 3 4 通过拟合n m c 和s l a c e 1 3 9 实验组z 一彳深度非 弹性散射实验数据和e 7 7 2 实验组核d r e l l y a n 过程的实验数据 获得了一套不依赖于模 型的束缚核子的部分子分布函数 通常假定束缚核子的部分子分布函数z 一与自由核子的部分子分布函数z 有如下简 单的关系 h 露 r h 瑶 a z 石 h 蜴 2 3 2 2 1 7 然而 d ef l o r i a n 等在研究过程中发现这并不是最好的方法 对于方程 2 3 2 2 更好 的方法是通过卷积的形式把n p d f 与标准的p d f 相联系 z 彳 h 许f 等嘶删z 悟球 2 3 2 3 这里的权重函数形 y a z 参数化了核效应 且可以被认为是携带纵向动量分数y 彳的 核内核子密度 这种方法能用非常少的参数使核效应更好的参数化 且有平滑的a 依赖 性 例如 忽略核效应时 有效的核子密度正是彬 y a z a d 1 y 对核子所携带 的动量分数的伺单移动形 y a z a 6 i 一少一占 显不它能够以很好的精度重现很多已 知的结构函数的核修正特征 定义儿兰j 后 方程 2 3 2 3 写作 以 簖 鲁形 饥郇 毋 蜴 2 3 2 4 在m e l l i n 空间 方程 2 3 2 4 的两边提取动量 z 鳞 矿 彳 z z 翊 2 3 2 5 对于彳 1 的z g 是相似的 且 哆 彳 z 兰f 妣肛1 形 血 彳 z 2 3 2 6 注意到动量是在一组修正的标度变量 下被定义 且n p d f 的动量z 一 鲧 能够 在m e l l i n 空间中演化 核结构函数被定义为束缚质子与束缚中子结构函数的适当组合 m v x q 2 砰m x q 2 彳一z e 工 q 2 2 3 2 7 这里的束缚核子结构函数可以用m e l l i n 空间中的束缚核子部分子分布来表示 彤 n 一1 q 2 z 一 q 2 射 i z q 2 c g l 刀 q 2 2 3 2 8 其中 方程 2 3 2 8 中的第一项对应领头阶的贡献 第二项对应次领头阶的贡献 分 析发现对结构函数有贡献的只有三种轻味 且d i s 数据不能决定所有的味 可以引进三 个独立的彬 y a z 价夸克分布的权重函数 轻海夸克分布的权重函数 胶子分御的 权重函数 这样 l 鲧 哦 a z 繇 d 9 2j 形 a z 矾 n 瑶 瑶 矿 a z 石 蜴 2 3 2 9 孑 n 繇 哌 彳 z a n 瑶 g n 酝 哌 彳 z g n 簖 权重函数为 价夸克 形 j a z 彳 吼万 1 一巳一y 1 一q 6 1 z y t 考 口 三 4 i 寺 砉 4 2 3 3 0 海虢嘶删硼 1 小表 巩 一着 届 2 3 3 1 胶子 y 彳 z t 6 7 少 a 8 y 4 l 口 着 磊 2 3 3 2 其中 归一化常数为m m b q 2 孱 1 为了限制仇和n s 需要考虑电荷 重子数和动量守恒 这些可以通过权重函数来满 足 成 n i a z 1 2 3 3 3 2 砺 2 鳞 2 万 2 露 2 孑 2 g g 2 蜴 1 2 3 3 4 这样 对于每种核有九个非独立参数 q 口 属 a s a s 屈和 由于没有同位素的数 据 不会考虑z 的依赖性 所有参数对a 的依赖性可以被写作 以 4 a 磊 2 3 3 5 最后 d ef l o r i a n 等利用g r v 9 8 3 7 质子的部分子分布函数 以及z 2 分析的方法 获 1 9 得了一套束缚核子的部分子分布函数 与实验数据比较后发现一致性有明显的改进 且 在核效应的标度依赖性方面与领头阶的分析有明显的不同 他们给出了4 a 2 0 8 1 0 6 工 l i g e v 2 0 2 3 2 的大质量原子核 m 嘉再丽 r a 2 4 1 3 其中r r o a 3 r o 1 2 f m 对于n a 碰撞可以做如下简化 瓦 万 t b 万 6 b i 这样 在非弹 性碰撞过程中 质子一核内核子发生n 次碰撞的几率为 尸c z 舌 r c 6 c r c 1 t b a i 7 l 一月 c 2 4 4 m 肛 驰川印吲 h 怫 2 4 1 5 2 4 1 能量损失效应 在高能质子一原子核碰撞的j 产生过程中 在入射质子和核内核子碰撞产生粲夸 克对之前 先经历一些软碰撞 入射质子在核环境中的软碰撞过程中 把部分能量转移 给受碰的核内核子 从而损失部分能量 入射质子的能量损失 直接导致产生 y 过程 的面对质心系能量的改变 在g l a u b e r 模型1 3 1 中 高能入射质子与核内核子发生多次碰撞 在碰撞参数云时发 生n 次碰撞的几率 p c t 云 丁c 6 c c 1 t b c r i 一 c 2 4 1 6 m 揣 亿4 根据g l a u b e r g 质子一原子核碰撞j 少产生过程的基本过程是核子一核子碰撞 在领头阶的近似下 质子一核子碰撞j 沙产生过程的微分截面为 瓦d o 嘞 e 锄孝寿 鬈 2 2 肌2 善 臂 五 嬲2 f 艺 搠2 嚣p 册2 k a 毛 珑2 k 珑2 j 2 4 1 8 其中而与x 2 分别是夸克 反夸克 所携带的入射质子的动量分数和反夸克 夸克 所携 带的核内核子的动量分数 i 是碰撞系统的质心系能量 考虑高能入射质子在核环境 中与核内核子发生n 次软碰撞的能量损失效应 则质子和靶核内某一核子发生产生面对 的 妙过程的质心能量可表示为 仃 石一 以一1 a 石 2 4 1 9 其中 o 2 o 4 g e v 为入射质子在穿越核环境时平均每次碰撞的质心能量损失 它能够通过拟合e 8 6 6 实验的核d r e l l y a n 数据被确定 1 4 这样 在考虑入射质子能量损 失效应后 质子一核内核子碰撞j v 产生过程的微分截面可写成 譬 寿嘞妒e 咖磊杀 彤 驯觯 m 2 爿 蔓 朋2 片 写 蔓 历2 朋2 2 4 2 0 即 矗 2 4 2 1 质心能量的比为 害 2 4 2 2 2 百 k z 4 z z j 所以 质子一原子核碰撞核 沙产生过程的微分截面可写成 喜嘶 等 伽3 2 4 2 末态核吸收效应 核吸收理论是人们为了解释p a 碰撞中的j 少抑制现象时提出来的 p a 碰撞 中产生的粲夸克对在穿越核介质的过程中 要与原子核中的核子 n 发生强相互作用 而有如下反应 l d d x 2 4 2 4 从而导致 产生压低 由于这种压低是由于粲夸克对与核内核子碰撞所致 所以称 为术态的核吸收效应 考虑一个简单的假定 粲夸克偶素 粒子的原始粒子 产生于p a 碰撞中核 子与核子的相互作用点 根据硬散射机制和g l a u b e r 模型 1 3 粲夸克偶素产生截面被写 作 3 9 仃朋 a a 删 4 卢l 舌 爿 卢 d z p a 6 z a 2 4 2 5 这里的云表示p 一彳碰撞的碰撞参数 乃 云 z 撕玉 是在 云 z a 有 产生的核子一核 子碰撞对仃州 么 的贡献 在产生之后 粲素态会穿过核介质并与周围的核物质相互 作用 从粲素的产生点 舌 z a 到它逃离原子核前 粲素态会与 彳一1 龙n 云 z 个核 子相互作用 其作用截面是略 彳一1 是为了排除与起初参与粒子产生的靶核子再次 相互作用 结果 产生的粲夸克偶素在通过核环境的存活几率是 g 一 川 出啦 2 4 2 6 因此 在存在 y n 相互作用导致j y 粒子 或其原始粒子 被吸收时 没有 考虑吸收的 2 4 2 5 式必须通过加入存活几率被修正为 仃州 么 弘仁一n 云 乃广叫 出一 让 船 2 4 2 7 对变量乙积分后 蔷岛弘卜廿i h f 彩 亿4 2 8 2 篇岛弘p 川也f 船 e eeeeee oe oo eee e c 2 4 2 9 其中l 云 出以 舌 z 为厚度函数 可以把式 2 4 2 9 写作 盯州 彳盯 瓯细 2 4 3 0 耻南品卢卜 l n p 脑 o e eee eeee ee o c 2 4 3 1 其中s a b s 是 y 粒子与靶核没有发生相互作用的几率 存活几率 它明显依赖于原子 质量数a 和 y 一 非弹性散射截面盯a 川b s 如果假设粲素和以后形成的j 粒子会与 核介质发生非弹性相互作用 则 y 产生微分截面可以写成 等 寿 c 2 4 3 2 如果再考虑初态效应 p a 碰撞中的 j f 产生微分截面可以被表示为 扣 譬 2 荟a p z 戍如岛 ye 咖忑季专亍 鬈 彳 墨 m 2 m 2 荔 f 爿 挪2 蔓 朋2 芹 石 朋2 蔓 朋2 嬲2 2 4 3 3 在具体计算中 三芦 石 朋2 朋2 芹 i m 2 墨 研2 岁 霹 掣唔 1 一雪 衫 彤n 户 s a 形 丢d 夕 1 一j z h 宁 2 4 3 4 鬈 x z 2 所2 g g 爿 2 4 3 5 旨 亿 图2 1 3 给出了在j y 的质量标度下钨核与自由质子的胶子分布函数比 x q 2 码缈 2 7 一一 n 寸 n i l n c 一 a 叱 1e 3o 0 1o 1 x 图2 1 3 钨核与自由质子中的胶子分布函数比碟x l 仰2 图2 1 4 给出了不包括能量损失和核吸收效应的j y 产生的微分截面比r w 雎 即 的计算结果和e 8 6 6 实验数据 实线 点线和虚线分别对应使用e k s r i d s 和h k n 0 7 束缚核子部分子分布得到的结果 从图2 1 4 中可以看出 用n d s 束缚核子部分子分布 计算的勘 出 即 在l 砟l 0 时会随即增长而增强 以使用h k n 0 7 束缚核子部分子分布的结果为例 在 o 1 x p 0 9 5 的区域 压低大约有4 1 4 至 叱 x f 图2 1 4 只考虑了部分子分布函数的核效应所得到的 产生的微分截面比勘 鼬 砟 和e 8 6 6 实验数据 图2 1 5 给出了理论计算的 杪产生的微分截面比 历 矗 和e 8 6 6 实验数据 其 中计算分别使用了e k s r i d s 和h k n 0 7 束缚核子部分子分布函数 并且在g l a u b e r 模 型下考虑了核d r e l l y a n 数据所决定的入射质子在初态的能量损失 从图中可以发现 在工 0 2 区域 能量损失效应会使微分截面比的压低在原先的基础上进一步地加大 且随着戈 增大压低也逐渐地增强 以使用h k n 0 7 束缚核子部分子分布的计算结果为例 仅由能量损失引起的压低 在o 2s 砟 0 8 和0 8 x f 0 9 6 的区域分别约是1 1 4 和 1 4 一5 0 而由部分子分布的核效应和能量损失效应所引起的全部压低 在 o 2 x f 0 8 和o 8 k o 9 6 的区域分别约是4 2 7 和2 7 6 5 在使用r i d s 和 e k s 束缚核子部分子分布计算时也得到了类似的结果 因此 在大k 区域 导致 压低的能量损失效应比部分子分布函数的核效应更加重要 虽然初态效应的 影响会随砟增大而加强 尤其在大矗区域 但在理论计算和e 8 6 6 数据之间仍存在的偏 离 这需要进一步加入末态效应的贡献 0 至 叱 0 2o 0o 2o 40 60 81 o x f 图2 1 5 考虑了部分子分布函数的核效应和能量损失效应后所得到的j g t 产生微分截 l i r w 如 砟 和e 8 6 6 实验数据 在考虑了初态效应以后 进一步假定粲夸克偶素的核吸收是主要的末态效应 结合 部分子分布函数的核效应 在g l a u b e r 模型下的能量损失效应和核吸收效应 在三个不 同的砟区域内 分别计算了t 少产生微分截面比 如 矗 图2 1 6 给出了理论计算 结果和e 8 6 6 实验数据 实线 点线和虚线分别对应使用e k s n d s 和h k n 0 7 束缚核 子部分子分布的计算结果 表l 给出了拟合e 8 6 6 实验数据得到的t y n 非弹性散射 截面略 单位m b 和每自由度上的 c 2 值 3 0 x f 图2 1 6 三个砟区域 沙产生的微分截面比勘 鼬 砟 和e 8 6 6 实验数据 3 l 爸岔 蛊岔 9日 从图2 1 6 的第一个图中可以看到 在一0 1 x r o 3 区域 r i d s 和h k n 0 7 束缚核 子部分子分邻的计算结果与变化平缓的e 8 6 6 实验数据符合的很好 这一区域对应于靶 核中部分子动量分数的o 0 2 x 0 1 2 在这一区域内 r i d s 和h k n 0 7 束缚核子胶子分 布函数没有表现出像e k s 那样强的反遮蔽效应 图2 1 3 并且 在这一区域内胶子融 合对 缈产生的贡献比孵湮灭更重要 因此e 8 6 6 实验数据不支持具有强反遮蔽效应 e k s 束缚核子部分子分布 最近 h e r a b 的结果显示歹 汐产生截面比的压低会转变 为负k 区域的稍微增大 这种增大只能被不表现任何反遮蔽效应h k n 0 7 束缚核子部分 子分布所重复 因此 可以断定目前的实验数据不支持束缚核子胶子分布的反遮蔽效应 这与文献 4 2 中的结果有区别 表l 三个专区间的了 y 一 非弹性截面 x 2 d d 从图2 1 6 的另外两个图中可以发现 在中昂区域 o 2 b 0 6 进一步考虑核吸收效应后的计算结果与实验数据符合得较好 核吸收效应 所引起的平均 鼬 砟 压低 在o 2 即 o 7 区域分别是1 3 和1 6 在o 4 5 砟 0 7 的区域内 使用e k s n d s 和 h k n 0 7 束缚核子部分子分布函数所得到的微