Proceso Drell-Yan

El proceso de Drell-Yan ocurre en la dispersión hadrón -hadrón de alta energía . Tiene lugar cuando un quark de un hadrón y un antiquark de otro hadrón se aniquilan, creando un fotón virtual o bosón Z que luego decae en un par de leptones de carga opuesta . Es importante destacar que la energía del par quark-antiquark en colisión puede transformarse casi por completo en la masa de nuevas partículas. Este proceso fue sugerido por primera vez por Sidney Drell y Tung-Mow Yan en 1970 ^{[ 1 ]} para describir la producción de pares leptón- antileptón en colisiones hadrónicas de alta energía. Experimentalmente, este proceso fue observado por primera vez por JH Christenson et al. ^{[ 2 ]} en colisiones protón-uranio en el Sincrotrón de Gradiente Alterno .

El proceso de Drell-Yan se estudia tanto en experimentos con blancos fijos como en colisionadores. Proporciona información valiosa sobre las funciones de distribución de partones (FDP), que describen cómo se reparte el momento de un nucleón incidente de alta energía entre sus partones constituyentes. Estas FDP son fundamentales para calcular prácticamente todos los procesos en colisionadores de hadrones. Si bien, en principio, las FDP deberían poder derivarse, el desconocimiento actual de algunos aspectos de la fuerza fuerte lo impide. En su lugar, las formas de las FDP se deducen a partir de datos experimentales.

Las funciones de distribución de probabilidad (PDF) se determinan utilizando datos globales de dispersión inelástica profunda , proceso de Drell-Yan, etc. El proceso de Drell-Yan está estrechamente relacionado con la dispersión inelástica profunda; el diagrama de Feynman del proceso de Drell-Yan se obtiene al rotar 90° el diagrama de Feynman de la dispersión inelástica profunda. En el proceso de Drell-Yan se produce un fotón virtual de tipo temporal o bosón Z en el canal s , mientras que en la dispersión inelástica profunda se produce un fotón virtual de tipo espacial o bosón Z en el canal t .

Se creía ingenuamente que el mar de quarks en el protón se formaba mediante procesos de cromodinámica cuántica (QCD) que no discriminaban entre quarks up y down. Sin embargo, los resultados de la dispersión inelástica profunda de muones de alta energía en blancos de protón y deuterón por CERN-NMC ^{[ 3 ] [ 4 ]} mostraron que hay más d que u en el protón. La suma de Gottfried medida por NMC fue de 0,235 ± 0,026, que es significativamente menor que el valor esperado de 1/3. Esto significa que d ( x ) - u ( x ) integrado sobre Bjorken x de 0 a 1,0 es 0,147 ± 0,039, lo que indica una asimetría de sabor en el mar de protones. Mediciones recientes usando la dispersión de Drell-Yan sondearon la asimetría de sabor del protón. ^{[ 5 ] [ 6 ] [ 7 ]} En primera aproximación de la constante de acoplamiento de interacción fuerte, α _s , la sección transversal de Drell-Yan viene dada por

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

dónde${\displaystyle \alpha }$es la constante de estructura fina ,${\displaystyle s}$es la energía del centro de masa al cuadrado,${\displaystyle e_{i}}$es la carga del quark con sabor${\displaystyle i}$, y${\displaystyle q_{i}^{A,B}(x_{1,2})}$denota la función de distribución de partones de en hadrón${\displaystyle A}$y hadrón${\displaystyle B}$, con impulso${\displaystyle x_{1}}$y${\displaystyle x_{2}}$, respectivamente. De manera similar${\displaystyle {\bar {q}}_{i}^{A,B}(x_{1,2})}$denota las distribuciones de antiquarks.

Utilizando la simetría de isospín , las funciones de distribución de partones para el protón y el neutrón se relacionan de la siguiente manera:

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

Por lo tanto, la sección transversal de Drell-Yan de protón sobre deuterio sobre protón sobre hidrógeno se puede escribir como

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

Utilizando el hecho de que hay más${\displaystyle u}$quarks en protón, esta relación se puede aproximar como

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

dónde${\displaystyle {\bar {d}}(x)}$y${\displaystyle {\bar {u}}(x)}$son las distribuciones de quarks anti-down y anti-up en el mar de protones y${\displaystyle x}$es Björken-${\displaystyle x}$variable de escala (la fracción de momento del quark objetivo en el modelo de partones ). ^{[ 5 ] [ 8 ]}

La producción de bosones Z a través del proceso Drell-Yan brinda la oportunidad de estudiar los acoplamientos del bosón Z con los quarks . La principal observable es la asimetría hacia adelante-hacia atrás en la distribución angular de los dos leptones en su sistema de referencia del centro de masas .

Si existen bosones de gauge neutros más pesados ​​(véanse los bosones W′ y Z′ ), podrían descubrirse como un pico en el espectro de masa invariante del dileptón de forma muy similar a como aparece el bosón Z estándar en virtud del proceso de Drell-Yan.

Aunque los procesos de QCD de alta energía son accesibles a través de la teoría de perturbaciones , los efectos de menor energía, como la hadronización, todavía solo se entienden desde una perspectiva fenomenológica. Dado que los fotones virtuales y los bosones Z no pueden transportar cargas de color, las propiedades del evento subyacente se pueden estudiar eficazmente en selecciones de Drell-Yan.${\displaystyle Z^{0}(\gamma ^{*})\to \ell ^{+}\ell ^{-}}$eventos, donde se ignora el fondo hadrónico. ^{[ 9 ]} Lo que queda es el evento subyacente puro, insensible a la física del proceso duro de Drell-Yan. Otros procesos pueden sufrir problemas de identificación errónea, ya que también podrían producir chorros hadrónicos en el proceso duro.

• Fermilab E-906/SeaQuest