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在Fock空间中,
$ {{\pi}} $ 介子的光前波函数可表示为通过对角化哈密顿量矩阵,可以得到
$ {{\pi}} $ 介子领头阶与次领头阶Fock空间的波函数,记作$ \varPsi_2^{{s_1}{s_2}}({p_1},{p_2}) $ 和$ \varPsi_{3}^{s_1s_2s_3}(p_1,p_2,p_3) $ 。约定$ [ {\rm{d}}^3p_i]\!\!\equiv\!\!\frac{ {\rm d} x_{i}{\rm d}^2{{p}}_{i\perp}}{(2\pi)^3} $ ,$ p_i\!\!\equiv\!\! (x_i,{{p}}_{i\perp}) $ ,$ b^{\dagger} $ 、$ d^{\dagger} $ 和$ a^{\dagger} $ 分别为夸克、反夸克和胶子的产生算符,$ |0\rangle $ 为真空态。 -
从强子到真空的矩阵元与其对应的衰变常数为
其中,式(10)左边
$ \varPsi(0) $ 表示在$ r = 0 $ 处的夸克场算符;而式(11)左边$ f_{P} $ 为衰变常数[75],它来自于$ \pi^+ \rightarrow \mu^+\; \nu $ ($ \pi^- \rightarrow \mu^-\; \bar{\nu} $ )的弱衰变,等式右边是对领头Fock空间中波函数的动量积分。约定$\varPsi_{2}^{\uparrow\downarrow-\downarrow\uparrow} (p_1,p_2)\equiv $ $ \frac{1}{\sqrt{2}}[\varPsi_{2}^{\frac{1}{2}\frac{-1}{2}}(p_1,p_2) -\varPsi_{2}^{\frac{-1}{2}\frac{1}{2}}(p_1,p_2)] $ ,色因子$ N_C = 3 $ 。 -
$ {{\pi}} $ 介子的形状因子(FFs)定义为[76]这里,
$ J $ 为对应的总角动量对于$ {{\pi}} $ 介子$ J = 0 $ ,$ P $ 和$ P' $ 分别为对应$ {{\pi}} $ 介子的初态和末态动量,而$ \Delta = P'-P $ 为动量转移,$ Q^2 = -\Delta^2 $ ,其$j^+(0) = $ $ \bar{\varPsi}(0) \gamma^+ \varPsi(0) $ 来自于矢量流$ j^{\mu}(0) $ 。在本工作中基于领头Fock空间的波函数
$ \varPsi_2^{{s_1}{s_2}}({p_1},{p_2}) $ ,我们计算了电磁形状因子(FF)与电磁半径,它们的表达式分别为[76]其中,领头Fock空间所占的概率为
$ N_ {{\rm{q}}{\bar{\rm{q}}}} = \sum\nolimits_{{s_1}{s_2}} $ $ {\int {[{{\rm{d}}^3}{p_1}][{{\rm{d}}^3}{p_2}]} } \varPsi _2^{{s_1}{s_2}*}({p_1},{p_2})\varPsi _2^{{s_1}{s_2}}({p_1},{p_2}) $ ,电磁半径与电磁形状因子在$ Q^2 = 0 $ 处的导数相关。我们通过调禁闭势强度、强相互作用耦合常数、夸克质量、胶子质量、特征动量标度和正规化参数等参数,使得
$ {{\pi}} $ 介子的质量、衰变常数和电磁半径等物理量尽量与粒子物理数据手册上的值[77]匹配。这里,$ {{\pi}} $ 介子的物理量(质量、衰变常数和电磁半径)是输入参数,所调参数(禁闭势强度、强相互作用耦合常数、夸克质量、胶子质量、特征动量标度和正规化参数)是在经验值[62]周围遍历的。在横向截断为
$ N_{\rm{max}} = 8 $ 、纵向截断$ K = 9 $ 和$ M_J = 0 $ 时,所调的参数取值:禁闭势强度均为$ \kappa = 0.643\; {\rm{GeV}} $ ,强相互作用耦合常数$ g = 1.82 $ ,$ u $ ($ \bar{d} $ )夸克质量取$ m_{{\rm{q}}({\bar{\rm q}})} = 0.2\; {\rm{GeV}} $ ,胶子质量$ m_{\rm{g}} = 0.01\; {\rm{GeV}} $ ,特征动量标度$ b = 0.4\; {\rm{GeV}} $ ,正规化参数$ b_ {\rm{inst}} = 9.8\; {\rm{GeV}} $ ;得到的输入参数如表1所列,包括$ {{\pi}} $ 介子的质量、衰变常数和电磁半径。来源 $m_{\pi^+}$/MeV $f_{\pi^+}$/MeV $\sqrt{\langle r^2_c\rangle}|\pi^+ $/fm 本工作 $139.57$ $206.1$ $0.643$ PDG[77] $775.26$ $130.2\pm1.7$ $0.672\pm0.008$ $ {{\pi}} $ 介子的质量、衰变常数和(基于领头Fock空间的)电磁半径的数值计算结果(见表1),与粒子数据手册(PDG)的结果[77]相比,本结果在一定程度上描述了$ {{\pi}} $ 介子的基本性质。本工作通过匹配输入量($ {{\pi}} $ 介子的质量、衰变常数和电磁半径),得到了$ {{\pi}} $ 介子的波函数,该波函数可以计算很多可观测量,通过该波函数计算的可观测量是我们的输出结果,本工作给出了两个输出结果,一个是部分子分布函数(见下一小节),另一个是电磁形状因子。电磁形状因子的数值计算结果,如图4所示,在小
$ Q^2 $ 区域与实验数据[78-83]接近,在大$ Q^2 $ 区域我们的结果相比于实验数据有一定程度的偏离。在我们的计算中,我们考虑了$ {{\pi}} $ 介子的领头阶$ | {{\rm{q}}{\bar{\rm q}} }\rangle $ 和次领头阶$ | {{\rm{q}} {\bar{\rm q}} {\rm{g}} } \rangle $ ,其中领头阶Fock空间占的概率为$ N_ {{\rm{q}}{\bar{\rm{q}}}} = 0.887 $ ,由于领头阶占主导地位,在本工作中我们根据领头阶所占概率对波函数重新进行归一,并根据归一后的波函数计算电磁形状因子和部分子分布函数,对于次领头阶的贡献我们将在今后的工作中研究。 -
部分子分布函数(PDF)是强子中发现一个携带纵向动量分数为
$ x $ 的部分子 (夸克或胶子)的概率密度分布。由于领头阶的贡献达到$ 88.7\% $ ,为方便与之前的结果[49-50]进行对比,在本工作中,我们只计算领头Fock空间贡献的部分子分布,并根据领头阶所占概率对波函数重新进行了归一化处理,我们将在以后的工作中考虑次领头Fock空间的贡献。参考文献[58],领头Fock空间的部分子分布计算为:其中:
$ N_ {{\rm{q}}{\bar{\rm{q}}}} $ 为领头Fock空间所占的概率。我们对波函数的模平方横向动量进行积分自旋部分求和并归一,即可得到基于领头Fock空间的初始部分子分布。约定$ [ {\rm{d}}^2 {{p}}_{i \perp}] = \frac{ {\rm{d}}^2{{p}}_{i \perp}}{(2\pi)^2} $ 。如图5所示我们发现,在一定程度上目前的部分子分布比之前的结果宽。为进一步深入地对比,我们在下面引入了QCD演化方程,对初始部分子分布进行动力学演化。
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在QCD中,夸克可以辐射出胶子,而胶子既可以辐射出胶子,也可以湮灭产生正反夸克对。因此,知道初始部分子分布后,可以通过QCD演化得到实验能标下的部分子分布情况。该QCD演化由Dokshitzer[84]、Gribov等[85]、Altarelli等[86]提出,简称DGLAP演化,
其中:
$ P_ {\rm{qq}}(z) $ ,$ P_ {\rm{qg}}(z) $ ,$ P_ {\rm{gq}}(z) $ 和$ P_ {\rm{gg}}(z) $ 为演化核,也称劈裂函数,$ q(x,\mu^2) $ 和$ g(x,\mu^2) $ 分别是夸克和胶子的部分子分布,而$ \alpha_s(\mu^2) $ 是强相互作用中的跑动耦合函数,对应的能标由$ \mu^2 $ 表示。为与之前的工作[49-50]一致,这里采用高阶微扰部分子演化包(HOPPET)[87]来数值求解上式DGLAP演化方程,其阶数也考虑到次次领头阶(NNLO)。将领头Fock空间里的(归一化后的)初始部分子分布作为输入(
$ q(x,\mu^2_0) = f(x) $ ),由于其初始价夸克携带全部纵向动量,选择起始能标为$ \mu_0^2 = 0.24\; {{\rm{GeV}}^2} $ [49-50],演化至实验能标$ \mu^2 = 16\; {{\rm{GeV}}^2} $ ,如图6所示,紫色实线是目前的结果,其它部分可参考之前的文章[49-50]。我们发现,演化后胶子和海夸克的部分子分布与原先结果接近,而价夸克分布相比原先结果对E-0615的实验结果[6]符合得更好。在实验能标下,价夸克的部分子分布在大$ x $ 区的下降趋势为$ (1-x)^{1.3} $ ,相比原先结果$ (1-x)^{1.44} $ 更倾向于支持线性下降[1-5]。基于演化后的部分子分布,我们可以计算Drell-Yan过程
$ \pi^- N \rightarrow \mu^+\mu^- X $ 的微分散射截面。 -
在强子与强子的碰撞中,湮灭一对分别来自两个强子的夸克与反夸克对并产生一对轻子的过程,称为Drell-Yan过程,如图7所示,该过程是量子色动力学中最基本的过程之一。
在该过程中,
$ p_{1,2} $ 和$ l_{1,2} $ 分别是入射强子和出射轻子的四动量,进而该过程可由如下物理量描述[22, 88-93]:其中:
$ \sqrt{s} $ 为质心系能量;$ q $ 为虚光子的四动量;$ m $ 为轻子对的不变质量;$ Y $ 为虚光子的快度;$ x_{\rm{F}} $ 为费曼变量;$ \sqrt{\tau} $ 为轻子对不变质量与质心系能量之比;$ \sqrt{\hat{s}} $ 是湮灭的夸克对的质心系能量;而$ z $ 则是轻子对不变质量与湮灭的夸克对质心系能量之比;$ y $ 是描述该过程引入的一个辅助变量。那么,湮灭的强子对的纵向动量可表示为因此,我们可以定义固定阶数的Drell-Yan微分散射截面计算公式为[22, 90-92]:
其中:
$ \alpha $ 为电磁相互作用中的耦合常数;$ f_{i/\pi} $ 和$ f_{j/N} $ 分别为$ {{\pi}} $ 介子的部分子分布和对应原子核的部分子分布;$ \widetilde{C}_{ij} $ 则是相应能标下的微扰系数[90-92]。这里我们计算到次领头阶,与原先计算同阶[50],求和$ ij $ 包括$ {\rm{q}}{\bar{\rm{q}}} $ 、$ {{\bar{\rm q}}{\rm{q}}} $ 、$ {{\rm{qg}}} $ 、gq、$ {{\bar{\rm q}}{\rm{g}}} $ 和$ {{\rm{g}}{\bar{\rm q}}} $ ,其详细表达式可参考上篇文章的附录[50]。同样地,我们采用了2015年的nCTEQ原子核部分子分布[94]作为对应靶核部分子分布的输入。在图8~10中,紫色实线为目前的结果,黑色虚线为BLFQ-NJL模型的计算结果①[50],实验数据包括:费米国家实验室(FNAL)的E-0615实验数据[6]、E-0326实验数据[95]和E-0444实验数据[96],欧洲核子中心(CERN)的NA-003实验数据[7]、NA-010实验数据[97]、WA-011实验数据[98]和WA-039实验数据[99],实验数据对应的
$ \pi^- $ 束流能量、靶核和质心系能量$ \sqrt{s} $ 见表2。进行初步的对比,我们发现,目前的结果与BLFQ-NJL模型的结果[50]相近,都能很好地描述实验数据。进行更详细的对比,我们发现,在较大轻子对不变质量 (
$ \sqrt{\tau} $ 、$ \tau $ 和$ m $ )区,目前的结果比原结果有一定程度的增大,并且与E-0615、NA-003、WA-011和WA-039实验数据更接近,但与NA-010、E-0326和E-0444实验数据偏离稍大。
A Study of the Pion from the Basis Light-Front Quantization Approach
doi: 10.11804/NuclPhysRev.37.2020016
- Received Date: 2019-12-31
- Rev Recd Date: 2020-02-20
- Available Online: 2020-12-25
- Publish Date: 2020-03-20
-
Key words:
- pion /
- basis light-front quantization /
- parton distribution function /
- QCD evolution
Abstract:
We study the properties of the pion through the light-front wave function (LFWF) obtained from the basis light-front quantization (BLFQ) approach. BLFQ is a nonperturbative approach to quantum field theory based on the Hamiltonian formalism. Our Hamiltonian contains the kinetic energy terms, a transverse confining potential motivated by holographic quantum chromodynamics (QCD), a complementary longitudinal confining potential, and the quark-gluon interactions based on QCD. Our basis space includes the lowest two Fock sectors, namely
and
. The obtained pion decay constant and electromagnetic radius (at the leading order Fock sector) are comparable to those from the particle data group (PDG). Next, we calculate the parton distribution function (PDF) of the pion based on the leading Fock sector LFWF. After QCD evolution, the resulting PDF is similar to the previous result (Lan et al., Phys Rev Lett, 2019, 122: 172001.), and agrees with the experimental data from the Fermi National Accelerator Laboratory (FNAL), as well as those from the European Organization for Nuclear Research (CERN).
Citation: | Hengfei ZHAO, Jiangshan LAN, Xingbo ZHAO. A Study of the Pion from the Basis Light-Front Quantization Approach[J]. Nuclear Physics Review, 2020, 37(1): 1-10. doi: 10.11804/NuclPhysRev.37.2020016 |