对parton Wigner分布敏感的实验过程提供了一个强大的工具，可以增进我们对质子结构的了解。 在这项工作中，我们计算了彩色玻璃冷凝物框架内质子的胶子Wigner和Husimi分布，其中包括空间相关的McLerran-Venugopalan初始配置以及Jalilian-Marian–Iancu–McLerran–Weigert–Leonidov–Kovner的显式数值解。 方程。 我们确定Wigner和Husimi分布的超前各向异性是冲击参数和横向动量之间夹角的函数。 我们通过在相同框架内的e + p碰撞中计算相干衍射双喷生产横截面，在拟议的电子-离子对撞机上研究了这些角度相关性的实验特征。 具体来说，我们预测在宽的运动范围内，横截面的椭圆调制是核子后坐力和双喷射横向动量之间的相对角度的函数。 我们进一步预测了其对碰撞能量的依赖，碰撞能量主要由质子随x减小的增长决定。

我们表明，为了获得对离子-离子碰撞中带电粒子的横向矩分布的成功描述，必须包含一个热发射项。 发射的温度Tth与饱和度成正比，Tth = 1.8Qs /2π。 提出了在彩色玻璃冷凝物/饱和方法中计算横向矩谱的形式，其中可以看到该过程的两个阶段：彩色玻璃冷凝物的产生和胶子射流的强子化。 我们的计算基于以下观察结果：即使对于较小的pT，偶极子尺寸积分的主要贡献也来自饱和动量附近的运动区域，理论上我们知道散射幅度。 强子化模型中应包括非扰动校正。 该模型结合了有效质量为meff2 =2Qsμsoft的胶子射流的衰减，其中μsoft表示软标度，在所有横向动量值上均具有碎裂功能。 我们使用Kharzeev-Levin-Nardi模型，该模型提供了一种简单的方法来估计不同中心度类别的横截面。 将本文的结果与质子-质子散射的横向分布进行比较，我们看到了两个主要区别。 首先，根据所产生的彩色玻璃冷凝物的更高的部分密度，需要更大的热辐射项贡献。 第二，即使不使用热辐射项而更改强子化的模型，我们也无法描述pT谱。 因此，我们推测热辐射项的存在与约束模型无关。

我们在高能散射的彩色玻璃冷凝液描述中讨论重子停止。 我们考虑在超相对论的有色电荷片上夸克的价散分布。 我们计算了复合弹丸的散布夸克的分布，并计算了碰撞之前和之后以及在逐个事件的基础上的重子电流。 我们获得了重子数压缩和快速移动的简单分析估计，在理想的平面波散射情况下，得出的结果与Anishetty-Koehler-McLerran [Phys。 Rev.D 22，2793（1980）]。

我们表明，在大型强子对撞机的质子-铅（p + Pb）碰撞中，彩色玻璃冷凝物（CGC）和流体动力学导致质构平均横向动量〈p⊥〉随质子速度而变化。 在流体动力学中，sincep⊥〉随着从零速度y = 0到质子碎片化区域的减少而减小，因为粒子数量减少了。 相反，在CGC中，饱和动量随着从y = 0到质子分裂区域的增加而增加，因此〈p⊥〉增加。 在大型强子对撞机上，两个模型之间的差异可能足够大，可以通过实验进行测试。

我们分析了彩色玻璃冷凝物中两种胶子相关性的方位角结构，包括由放宽对目标的冲击波近似所产生的那些影响。 在适用于稀系统之间碰撞的格拉斯玛图方法中，我们通过数值计算方位角分布，并显示出偶数和奇数谐波都出现了。 我们研究了它们对模型参数，碰撞能量，产生颗粒的伪快速性和横向动量以及目标长度的依赖性。 虽然非本征校正的贡献随着碰撞能量的增加而消失，并且在大型强子对撞机的能量中可以忽略不计，但发现它在相对论重离子对撞机中可达到最大能量。

我们考虑对彩色玻璃冷凝物中颗粒产生的非本征校正，这是由于获得有限纵向尺寸的目标的冲击波近似值松弛所致。 我们导出了Lipatov顶点的修改表达式，该表达式考虑了此有限的目标宽度。 该表达式用于计算格拉斯玛图极限中单，双和三重胶子的生成，该数量对两个稀薄对象的散射有效，并且扩展了颜色数量的所有阶数。 我们证明并归纳了先前的结果，并讨论了这些非本征校正的两个粒子相关性的可能含义，这些校正会引起远侧和近侧峰之间的差异。

彩色玻璃冷凝物（CGC）的稀疏密度框架中的简单功率计数论证预测，在LHC质子核碰撞中，两粒子相关性的偶数和奇数方位各向异性谐波将分别满足v2n2 {2} ∝ Nch0和v2n + 12 {2} ∝Nch，其中Nch表示带电粒子数。 我们显示，与来自ATLAS合作的数据相比，对于v2和v4，这些期望在系统不确定性中得到了定性甚至定量的证实。 我们还观察到，v3方位谐波的ATLAS数据与我们的定性预期非常吻合； 定量比较目前在数值上具有挑战性。 这项研究的教训完全补充了CGC稀疏密度框架[1]与RHIC的PHENIX合作中有关小系统碰撞的数据的比较。

我们在彩色玻璃冷凝物框架中的质子-核碰撞中以正向速度计算孤立的光子产生。 我们的计算使用偶极子横截面，该偶极子横截面是通过运行耦合的Balitsky-Kovchegov方程求解的，其初始条件适合深层非弹性散射数据。 为了进行比较，我们还更新了在相同运动学中用于产生介子的核修饰因子的结果。 我们提出了在sNN = 200 GeV和sNN = 8 TeV的情况下对未来正向RHIC和LHC测量的预测。

使用大强子对撞机ATLAS探测器在2015-2017年记录的s = 13 TeV的数据，对质子-质子碰撞中三个质量矢量玻色子的产生进行了搜索，对应的综合光度为79.8 fb $ ^ {-1} $。 选择具有两个相同符号的ept（电子或μ子）和至少两个重构的射流的事件，以搜索WWW→ℓνℓνqq。 不带任何相同风味相反符号轻子对的具有三个轻子的事件用于搜索WWW→ℓνℓνℓν，而具有至少三个相同风味相反符号轻子对的事件和一个或多个重构的射流用于搜索 WWZ→ℓνqqℓℓ。 最后，分析具有四个轻子的事件以搜索WWZ→ℓνℓνℓℓ和WZZ→qqℓℓℓℓ。 观察到三个质量矢量玻色子联合产生的证据，其显着性为4.1标准偏差，其中期望值为3.1标准偏差。

我们通过测量$ ep \ to \ nu_ {e} q \ gamma X $和$ ep \ to \ nu_ {e} qZX的总横截面来检验约束异常$ WW \ gamma $和$ WWZ $耦合的可能性 电子束能量$ E_ {e} = 60 $ GeV和$ E_ {e} = 140 $ GeV在LHeC对撞机上的$$过程。 我们考虑非极化和极化电子束的情况。 异常耦合的上限和下限之差（$ \ delta \ Delta \ kappa _ {\ gamma} $，$ \ delta \ lambda _ {\ gamma} $）和（$ \ delta \ Delta \ kappa_ {Z} 获得$，$ \ delta \ lambda_ {Z} $）为（$ 0.990 $，$ 0.122 $）和（$ 0.362 $，$ 0.012 $），并且在电子束能量为$ E_ {e} = 140 $ GeV时没有电子束极化。 $ L _ {\ mathrm {int}} = 100 $〜fb $ ^ {-1} $的积分光度。 有了$ e $光束极化的可能性，对于（$ \ delta \ D