Rozpraszanie elektron-proton

Transkrypt

1 Rozpraszanie elektron-proton V Badania struktury atomu - rozpraszanie Rutherforda. Rozpraszanie elastyczne elektronu na punktowym protonie. Rozpraszanie elastyczne elektronu na protonie o skończonych wymiarach. Rozpraszanie nieelastyczne. Struktura protonu partony. Wyniki doświadczalne - HERA 1 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

2 Badanie atomu poprzez rozpraszanie Model atomu Thomsona (1897)- dodatnio naładowana kula w ujemnymi elektronami (pudding ze śliwkami). Ładunek rozmieszczony równomiernie w całej objętości. Przy bombardowaniu cząstkami α zas. zach energii i pędu dla zderz. sprężystych, gdy pocisk jest cięższy niż tarcza kąt rozproszenia θ max <90. Rozproszenie pocisku na dużo cięższej tarczy 1/8 m W eksperymencie Rutherforda (Geiger i Marsden 1910) 1 na 8000 cząstka α rozproszyła się o kąt > 90, co oznacza, że zderzyła się z cięższym obiektem. Eksperyment pokazał, że dodatnio naładowana część atomu jest skoncentrowana w środku, na bardzo małym obszarze. Przechodząca cząstka zawsze czuje cały ładunek dodatni. Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS 2

3 Rozpraszanie Rutherforda Istota badań FWE oparta jest na doświadczeniu Rutherforda (1910): bombardowanie cienkiej folii (10-5 cm) cząstkami α. Cząstki rejestrowane były na ekranie fluorescencyjnym. Obserwowano dużą liczbę przypadków odbicia wstecz ( θ > 140 ), co było równie prawdopodobne jak odbicie pocisku od chusteczki Wzór Rutherforda: (zad!) Dla jądra złota: Z=79, A=197, promień r=7 fermi, E α = 6 MeV, θ max =140, σ = 1.54 barn, Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS θ =90, σ = 11.3 barn, 3

4 Rozpraszanie Rutherforda Można również zmieniać energię cząstek α najpierw dominuje oddziaływanie kulombowskie, a ze wzrostem energii cząstka α przebiega tak blisko nukleonu, że czuje oddziaływanie silne (odstępstwo od reguły Rutherforda): Porównując energię kinetyczną pocisku z potencjalną jądra, obliczyć można rozmiar jądra. Dokładniejsze pomiary elastyczne rozpraszanie elektronów. Doświadczenie Rutherforda jest aktualne we współczesnej FWE zwiększając energię wiązki cząstek, odkrywamy odstępstwa od obowiązującej teorii i poprawiamy ją. Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS 4

5 Rozpraszenie elastyczne na punktowym protonie Kinematyka rozproszenia elastycznego: przekaz energii: przekaz czteropędu: Definiujemy niezmiennik: Energia rozproszonego pocisku i przekaz czteropędu: czyli: Rutherford: Ten sam wynik uzyskany ze wzoru Rutherforda i rozpraszania nierelatywistycznej cząstki na potencjale wytworzonym przez proton (żadnych założeń co do spinu i mom. mag) świadczy, że przy niskich energiach rozpraszanie zależy tylko od ładunków elektrycznych, rozpraszanie przebiega jak dla bezspinowych punktowych obiektów. W przypadku relatywistycznych elektronów rozpraszanie Motta (dodatkowy czynnik cos 2 θ/2 w przekroju) Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS 5

6 Form faktory rozpraszanie elastyczne Rozważamy następnie rozpraszanie elektronu na potencjale wytworzonym przez ładunek rozciągnięty z pewną sferyczną gęstością. W zależności od położenia centrum rozpraszania fazy rozproszonych fal interferują (wygaszanie) Element macierzowy M fi wyrażany jest poprzez element dla rozpraszania punktowego przemnożony przez pewną funkcję opisującą rozkład ładunku (form faktor czynnik postaci). M fi = M point fi F(q 2 ) Transformata Fouriera przestrzennego ładunku do przestrzeni pędu. proton Gdy długośc fali wirtualnego fotonu jest duża w porównaniu do rozkładu ładunku, to q r = 0 rozpraszanie na ładunku punktowym F(q 2 ) = 1 Gdy λ jest bardzo małe- fazy fotonów pochodzących z różnych regionów zmieniają się i wygaszają fale F(q 2 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS 6

7 Form faktory Szczegółowe rachunki prowadzą do przekroju czynnego przez dwie funkcje jedna opisuje rozkład ładunku elektrycznego, druga moment magnetyczny protonu. Eksperymentalnie zauważono, że elektryczny i magnetyczny form faktor mają ten sam rozkład jest to szybko malejąca funkcja q 2. Przy coraz większych osiągalnych przekazach pędu q 2: - widać, że proton nie jest punktowy, - zmierzono magnetyczny form faktor, - wyznaczono rozkład ładunku w protonie: oraz rozmiar protonu: 7 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

8 Większe q 2 Zauważono jednak odstępstwo od modelu rozpraszania elastycznego, co oznaczać może, że coraz bardziej prawdopodobne jest oddziaływanie nieelastyczne, gdzie proton zostaje rozbity. 8 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

9 Kinematyka rozpraszania nieelastycznego W przypadku rozpraszania nieelastycznego masa stanu końcowego jest zawsze większa od masy protonu - stan końcowy musi zawierać przynajmniej jeden barion. Definiujemy nowe zmienne: x Bjorkena jest to ułamek pędu protonu niesiony przez uderzony parton masa stanu końcowego jest to kwadrat energii w układzie ŚM protonu i wymienianego bozonu energia stracona przez elektron y Bjorkena ułamek energii jaką zyskał proton (a stracił elektron) Wszystkie wyrażone przez kąt rozproszenia elektronu. Im większa masa stanu końcowego tym proces bardziej nieelastyczny. 9 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

10 Rozpraszanie głęboko nieelastyczne Okazuje się, że przy większych q 2 przekrój czynny jest prawie niezależny od zmiennej q 2. Proces, przy którym transfer energii i pędu jest o wiele większy od masy spoczynkowej protonu określamy jako: rozpraszanie głęboko nieelastyczne (DIS) Jeżeli form faktor F 2 (q 2 ) jest stały (p.slajd 6), mamy do czynienia z: rozpraszaniem na punktowych obiektach wewnątrz protonu! W stanie końcowym rejestrujemy strumień (pęk, dżet) hadronówproces przebiega w dwóch niezależnych etapach - parton zostaje rozproszony, - partony hadronizują, czyli ubierają się się w stany złożone z kwarków. 10 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

11 Model partonowy Zanim pomysł kwarków został zaakceptowany, Feynman (1969) zaproponował, że proton ma strukturę złożoną z punktowych obiektów o połówkowym spinie PARTONÓW. Kwarki są SWOBODNE (point-like constituents) DIS jest zatem rozpraszaniem pojedynczego wirtualnego fotonu na jednym z partonów. MODEL PARTONOWY określa podstawowe oddziaływanie jako elastyczne rozpraszanie na swobodnym partonie (kwarki są traktowane jako cząstki swobodne!). Zamiast czynników postaci mamy funkcje struktury: F 1 x, Q 2 i F 2 (x, Q 2 ), które wyznaczamy doświadczalnie dla różnych ustalonych x-ów: uwaga: zmienna x jest interpretowana jako ułamek pędu protonu, który jest niesiony przez uderzony kwark. 11 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

12 Własności partonów i zauważamy, że prawie nie zależą od Q 2 (skalowanie Bjorkena), F 1 x, Q 2 F 1 x F 2 x, Q 2 F 2 x co oznacza, że dla tych samych x-ów, zmierzone F 2 jest takie samo, niezależnie od wartości Q 2, a zatem centra rozpraszania są twardymi i punktowymi obiektami. a w dodatku: F 2 x = 2xF 1 x co oznacza, że mamy do czynienia z rozpraszaniem obiektów o połówkowym spinie 12 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

13 PDF Kwarki oddziałują ze sobą wymieniając gluony - wprowadza się partonową funkcję rozkładu (PDF) pędu kwarka w protonie, która opisuje liczbę partonów w protonie, które niosą pęd x, np. u p x dx (liczba kwarków u o ułamku pędu pomiędzy x a x + dx PDFy dla każdego kwarka są nieznane, wyznaczamy je z doświadczenia i porównujemy z modelami. Model Partonowy wyjaśnił skalowanie Bjorkena mamy do czynienia z procesem elastycznego rozpraszania na punktowych obiektach o połówkowym spinie 13 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

14 Model partonowy Pomiar funkcji struktury F 2 x pozwala na wyznaczenie funkcji rozkładu partonów. Okazuje się, że oprócz kwarków u i d uwzględnić należy również antykwarki. Obliczenia prowadzą do (dla protonu): wysumowaną funkcję po x zapisujemy jako sumę funkcji opisujących ułamek pędu protonu, który przypada na kwark u (i anty u) oraz d: a doświadczalnie: kwarki u niosą dwa razy więcej pędu niż d, ale w sumie u i d niosą zaledwie 50% pędu protonu Reszta jest w gluonach, które nie oddziałują elektromagnetycznie 14 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

15 Kwarki morza i walencyjne Widoczne jest, że struktura protonu jest bardziej skomplikowana (niż powszechnie znane trzy kwarki!): funkcja partonowa zawiera składową od zwykłych kwarków (zwanych walencyjnymi) i kwarków wirtualnych (określane jako morze). u x = u V x + u S (x) d x = d V x + d S (x) u x = u S d x = d S Funkcję rozkładu partonów i gluonów otrzymuje się z dopasowania do wszystkich danych doświadczalnych, również hadron-hadron (LHC). Interesujące wnioski: - u V (x) 2d V (x) - dla małych x dominują kwarki morza gluony - niezrozumiałe, że - mało s(x) d x > u(x) 15 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

16 Co dalej? W ciągu ostatnich 40 lat próbkowano proton wirtualnym fotonem z coraz większą energią. Jakakolwiek wewnętrzna struktura byłaby widoczna, gdy długość fali jest porównywalna z badanymi rozmiarami: λ γ = 1 q ~ 1 [GeV fm] q [GeV] Przy rozpraszaniu na punktowej strukturze powinno się pojawić skalowane Bjorkena (brak zależności przekroju czynnego od q 2). Przy odstępstwie od punktowej struktury kwarków, gdy przekazy pędu są bardzo duże, powinien pojawić się efekt spadku przekroju czynnego z q 2. Poszukiwania struktury kwarków wymagają coraz większych q Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

17 HERA Zderzacz elektron (pozyton) proton w Hamburgu. dwa główne eksperymenty: ZEUS i H1 Głównym zadaniem było zbadanie struktury protonu przy bardzo wysokich Q 2 i małych x-ach 17 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

18 Przypadek e-p 18 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

19 Wyznaczenie F 2 (x,q 2 ) Dla x 0.01, słaba zależność od Q 2 - kwarki są punktowe do Q 2 = GeV 2, co pozwala wyznaczyć rozmiar kwarków: Dla x > 0.05 słaba zależność F 2 od Q 2, Brak spadku przekroju czynnego przy najwyższych Q 2! Widoczne (słabe) łamanie skalowania, szczególnie dla małych x-ów: F 1 x, Q 2 F 1 x można to wytłumaczyć gdy kwark emituje gluon, przy coraz mniejszych x coraz trudniej je rozróżnić - większe Q 2 oznacza większą zdolność rozdzielczą, czyli dla małych x-ów mamy zależność funkcji struktury od Q 2. - modele i fity b. dobrze pasują do danych. - QCD (teoria oddz. silnych) przewiduje zależność F 2 od Q 2. zderzenia z tarczą 19 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

20 Zderzenia proton-proton na LHC Zderzenia pomiędzy protonami zachodzą w istocie pomiędzy partonami. Rozkład partonów jest niezbędny do policzenia przekroju czynnego przy bardzo dużych energiach (wiązki po 7 TeV). Produkcja cząstki Higgsa zajdzie głównie przez fuzję gluonową, a przekrój czynny zależy od funkcji rozkładu gluonu (PDF) 20 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

21 Podsumowanie Struktura protonu jest badana w procesie rozproszenia elektronów na protonie z wykorzystaniem wirtualnego fotonu. Im krótsza długość fali fotonu (większe q 2, tym głębszą strukturę można obserwować. Przy bardzo niskich energiach elektronu λ r p mamy do czynienia z rozpraszaniem na punktowych, bezspinowych obiektach, czyli na statycznym potencjale. Przy niskich energiach λ~ r p protonie rozpraszanie na ładunku rozmieszczonym w Przy wysokich energiach elektronu długość fali wystarczająca do zobaczenia substruktury λ < r p DIS elastyczne rozpraszanie elektronu na punktowych obiektach (którymi mają być SWOBODNE kwarki), a proton zostaje rozbity Przy bardzo dużych energiach λ r p w protonie widać morze kwarków i gluonów. Funkcje rozkładu partonów kwarki niosą tylko 50% pędu protonu, reszta jest przypisana do gluonów. * wykład opracowany z wykorzystaniem rysunków prof. M.A. Thomsona Model partonowy opisuje DYNAMIKĘ kwarków. 21 Agnieszka Obłąkowska-Mucha, AGH UST WFiIS

22 Oddział ywania silne VIII Fakty. Porównanie oddziaływań elektromagnetycznych i silnych. Ładunek kolorowy. Samooddziaływanie gluonów. Uwięzienie kwarków. Hadronizacja. Biegnąca stała sprzeżenia. Plazma kwarkowo gluonowa. 1

23 Skąd się wzięł y? Oddziaływania silne odpowiadają za budowę jądra atomowego, reakcje jądrowe i wiązania kwarków w hadronach (ale wiązanie neutralnych kolorowo nukleonów w jądrach to silne oddziaływanie resztkowe). Model partonowy połowę pędu hadronu stanowią gluony oraz kwarki morza powstałe z kolorowego pola. Oddz. silne opisane są poprzez wymianę bozonu pośredniczącego (gluonu), którego własności muszą opisywać: krótkozasięgowość i zależność funkcji struktury od przekazu pędu. Gluony odpowiednik fotonów w elektromagnetyźmie. Kolor odpowiednik ładunku elektrycznego, ale istniejący w trzech wartościach {r, g, b}, takich, że:. Każdy kolor występuje również jako anty-kolor, czyli mamy 9 kombinacji typu kolor-antykolor. Kolor należy do reprezentacji grupy SU(3) i jest zachowany w oddz. silnych. Prawdopodobieństwo wystąpienia kwarka w każdym kolorze wynosi 1/3. Gluon oddziałuje z ładunkiem kolorowym, czyli też obdarzony jest kolorem. r g b=0 r r =0 g g =0 b b =0 Ładunek kolorowy nie może być zmierzony kwarki są zawsze obserwowane jako uwięzione w białym (neutralnym kolorowo) hadronie. 2

24 Oddział ywania elm a silne QED: 1. ładunek - elektryczny dodatni i ujemny 2. ładunek jest zachowany 3. foton jest bezmasowym bozonem 4. foton nie ma ładunku 5. potencjał V(r) ~1/r Kwarki mają kolor (qi=+1) Antykwarki mają antykolor (qi=-1) QCD: 1. ładunek silny KOLOR w trzech rodzajach (r g b) 2. ładunek kolorowy jest zachowany 3. gluony są bezmasowymi bozonami 4. gluony mają kolor, czyli kolor jest wymieniany np. rozpraszanie kwarka r na kwarku g 5. Część potencjału jest postaci V(r) ~1/r i= r g b anty-r anty-g anty-b Skoro są 3 kolory i 3 antykolory, to powinno być 9 gluonów. Naprawdę gluony są kombinacja liniową tych stanów, a jedna: jest neutralna. Neutralny gluon zachowywałby się jak foton, a oddziaływanie silne miałoby nieskończony zasięg. Zostaje 8 kolorowych gluonów 3

25 Kolor Oddz. silne zależy tylko od koloru (nie zależy ani od zapachu kwarku ani od ład. elektrycznego). Kolor nie może być zmierzony prawdopod., że kwark będzie w stanie o danym kolorze = 1/3. Gluony niosą kombinację kolorów: Rzeczywista cząstka jest neutralna kolorowo, czyli kwarki w mezonie muszą mieć przeciwne kolory (np. red- anty red), a w barionach muszą być we wszystkich kolorach. Na diagramach nie pokazuje się kolorów kolor jest w oddz. zachowany. prof. M.A.Thomson kwark r emituje gluon i zmienia ładunek na b, kwark b absorbuje gluon i mienia ładunek na r wymieniany gluon ma ładunek b-anty r 4

26 Samooddział ywanie Podstawowa różnica pomiędzy QED a QCD gluon przenosi ładunek kolorowy GLUON MOŻE ODDZIAŁYWAĆ Z INNYM GLUONEM Rozpraszanie gluonów 5

27 Uwięzienie Swobodne kwarki nie są NIGDY obserwowane! Nikt jeszcze nie zobaczył kwarka próbując rozbić proton. 1. kwarki są ZAWSZE uwięzione w hadronach, 2. jest to konsekwencją silnego samooddziaływania gluonów Rozpatrzmy mezon dwa kwarki i silne (kolorowe) pole pomiędzy nimi na odległości ok. 1 fm. Gdy kwarki się trochę rozsuną rośnie siła pomiędzy nimi gluony przenoszące siłę są dodatkowym źródłem pola przyciągają się. Linie łączącą kwarki stanowią napięte struny. Struna gromadzi energię, a oddzielenie od siebie kwarków wymaga siły. V(r) ~ r Gdy rośnie odległość zgromadzona energia jest na tyle duża, że powstaje para kwark-antykwark i mamy nowy mezon. Do rozdzielenia kwarków potrzebna nieskończona energia. UWIĘZIENIE KWARKÓW (confinement) mechanizm utrzymujący kwarki w hadronie jest konsekwencją oddziaływania gluonów ze sobą 6

28 Pęki hadronowe Przy próbie rozdzielenia kwarków, energia zgromadzona w strunie rośnie liniowo z odległością. Gdy przekroczony zostanie próg na produkcję dwóch kwarków kreacja pary: następnie sparowane kwarki się rozsuwają powstają hadrony 7

29 Silna stał a Potencjał QCD ma dwie składowe: samooddziaływanie gluonów daje składową długozasięgową ~kr, na małych odległościach kwarki w mezonie silnie się przyciągają na podobieństwo QED V(r)= - /r s 4 s V QCD r = k r 3 r s określa siłę silnych oddziaływań. Ale jak w QED również nie jest to wartość stała. W QCD kwantowa fluktuacja próżni daje chmurę wirtualnych par kwarków: ale (w przeciwieństwie do QED) również chmurę samooddziałujących gluonów: ten potencjał bardzo dobrze opisuje czarmonia i i bottomia 8

30 Biegnąca silna stał a Z powodu oddziaływania między gluonami goły kolorowy ładunek jest ekranowany, ale ta kwantowa chmura niesie ze sobą KOLOR i efektywny ładunek kolorowy ZWIĘKSZA się z odległością! Przy niskich energiach Q2= 1 GeV2 (dużych odległościach) s zaburzeń (obszar nieperturbacyjny) =1 problem z rachunkiem Przy wysokich energiach - s małe kwarki są swobodnymi cząstkami asymptotyczna swoboda, obszar perturbacyjny: przy Q2=Mz2 s =0,12 Definiujemy skalę: QCD = MeV, dla E< QCD- stała jest duża obszar s nieperturbacyjny (lekkie kwarki!), dla E> QCD - mała rach. zaburzeń. s 9

31 Hadronizacja Ze wzrostem energii powstaje coraz więcej kwarków (z kolorowego pola) HADRONIZACJA. Obserwuje się skolimowane PĘKI HADRONOWE: kierunek pęków kierunek kwarków 10

32 Kolor - dowody Istnienie koloru potwierdzone jest doświadczalnie. 1. Porównanie przekrojów czynnych na powstanie hadronów i pary mionów anihilacji elektron - pozyton e e e + e - q+ q- - e+ e - hadrony R = e+ e Jeżeli zapomnimy o masach, stany końcowe różnią się tylko wartością ładunku el. e+ e - hadrony =3 u,d, s Q 2q 11

33 R Dla kwarka jednego rodzaju (np u) i w jednym kolorze: R=Qu2. Ale pęki hadronów mają również inne kwarki (u d s c b t) i raczej powinno być: R= Qi2 a gdyby jeszcze uwzględnić kolor: R= 3 Qi2 suma uwzględnia kwarki, które są kinematycznie dostępne dla osiąganych energii CMS 12

34 R doświadczalne Wyniki doświadczalne pochodzące e eksperymentów z anihilacją elektron-pozyton dla energii Ecm do 40 GeV: bez koloru dla s < 1 GeV formacja,, ; dla s > 3 GeV stany J/ ; dla s 10 GeV spektrum R rośnie skokowo z s; pomiary zgodne z przewidywaniami, przy założeniu, że kwarki mają ułamkowy ładunek i są obdarzone kolorem. 13

35 Kolor c.d Pomiar szerokości rozpadu: obliczenia teoretyczne zgodne z doświadczeniem, tylko gdy w rachunkach QCD uwzględni się 3 kolory. 3. Istnienie barionu -(s s s) jest to barion o spinie J=3/2 (L=0) o spinach ustawionych równolegle: s s s jego funkcja falowa: ( -) = (x) (s s s ) (zapach) jest symetryczna wzgl. zamiany dwóch dowolnych kwarków potrzebny dodatkowy czynnik: ( -) = (x) (s s s ) (zapach) (kolor) kolorowa część f-cji falowej barionu musi być antysymetryczna 14

36 Gluony-dowody W QED elektron może emitować foton. W QCD kwark może emitować gluon: w elemencie macierzowym mamy dodatkowy czynnik, s a w przekroju czynnym s Fotony można rejestrować, natomiast gluony hadronizują w pęki. W powyższym procesie oprócz dwóch pęków od kwarków mamy trzeci od gluonu: Gluony mają spin rozkład kątowy jetów 15

37 Wyniki doświadczalne Rozkład kątowy pęków zależy od spinu porównanie danych i hipotezy S(g)=1 16

38 Cztery pęki Przypadek z 4 pękami hadronów. Możliwe procesy: Rozkłady kątowe rozstrzygają, czy jest to przypadek z 3-gluonowym wierzchołkiem (3 cząstki o s=1). Taki przypadek jest dowodem na samooddziaływanie gluonow. 17

39 I Pomiar s Rozróżnienie przypadków z 2 i 3 pękami hadronów pozwala na wyznaczenie popatrzmy znowu na stosunek R: s R=3 Q 2q ale po emisji dodatkowego gluonu, przekrój czynny dostaje poprawkę: R=3 Q 2q 1 s 18

40 II Pomiar s Rozróżnienie przypadków z więcej niż dwoma pękami hadronów: 3 pęki q q g = s 2 pęki q q Zależność silnej stałej od przekazu pędu przy różnych skalach energii jest najważniejszym testem QCD. Przy oddz. protonów wartość αs zależy od funkcji rozkładu partonów w protonie (PDF) Umownie przyjmuje się masę Z0 za skalę, w której obliczana jest αs!!! 19

41 QCD i LHC Obszar kinematyczny dostępny w zderzeniach proton-proton przy energiach 3-7 TeV obejmuje najszersze przedziały przekazów pędu Q2 i x. Wszystkie procesy na LHC pochodzą z oddziaływania gluonów i kwarków morza, zarówno miękkich (małe pt), jak i twardych (duże pędy poprzeczne, QCD) pa fa x1 ˆ pb X x2 fb Jakiekolwiek odkrycie stanu X jest rezultatem wyznaczenia i zrozumienia postaci PDFu A M Cooper-Sarkar on behalf of ATLAS and CMS SM@LHC Freiburg

42 QCD na pp w LHC Uzyskanie jakiegokolwiek wyniku jest poprzedzone precyzyjną symulacją oddziaływania proton-proton metodami Monte Carlo. 21

43 22

44 23

45 24

46 25

47 26

48 27

49 28

50 29

51 Podsumowanie Teoria oddziaływań silnych: chromodynamika kwantowa (QCD) podobna do QED ale: - kwarki są uwięzione, - gluony mają ładunek silny (kolor) i oddziałują ze sobą. Kwarki, gluony i ładunek kolorowy potwierdzone doświadczalnie. Przy niskich energiach stała silna jest duża i nie można stosować teorii perturbacyjnej (modele), Przy wysokich energiach stała jest mała i kwarki są swobodne (asmptotycznie), a teoria perturbacyjna bardzo dobrze opisuje wyniki. Przewidywania QCD (biegnąca silna stała sprzężenia) potwierdzone w oddziaływaniach protonów przy energiach do 4 TeV (LHC). Wyznaczenie partonowej funkcji gęstości jest kluczowe w opisie produkcji nowych stanów na LHC. 30