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在QCD耦合的领先顺序的实时晶格模拟框架内，研究了重离子碰撞早期的轴向电荷产生。 从彩色玻璃冷凝物的初始条件开始，在纵向扩展几何结构的晶格上计算经典色规场下量子夸克场的时间演化。 我们考虑了洛伦兹收缩核中的简单色电荷分布，这些色电荷分布实现了类似于光通量管的色场配置，在碰撞后携带非零拓扑电荷。 通过使用扩展到纵向扩展几何的Wilson费米子，我们演示了实时网格上轴向异常的实现。

我们证明了在相对论重离子对撞机（RHIC）上通过PHENIX协作测量的质子，氘和氦3离子与金核的超相对论碰撞中的两粒子方位傅立叶谐波v2和v3的惊人系统 彩色玻璃凝结有效场理论。 这与C. Aidala等人的主张相矛盾。 （PHENIX Collaboration），arXiv：1805.02973，他们的数据排除了基于初始状态的解释。 如先前在K.Dusling，M.Mace，R.Venugopalan，Phys。 D 97，016014（2018）; 物理 牧师 120，042002（2018）; 程序 Sci。，QCDEV2017（2018）039，源于精细（p⊥⪆QS）或更粗（p⊥⪅QS）横向动量分辨率的大小为1 / QS的胶子域之间强颜色相关性的不同结构。 可以在RHIC和大型强子对撞机的轻重离子碰撞中对这个框架的有效性进行进一步的测试。 这样的测量也为进一步探索在杰斐逊实验室测量到的惊人的短程核相关性的作用提供了新的机会。

在彩色玻璃冷凝物有效理论中，我们重新考虑了高能质子-核碰撞中正向速度下单个包容颗粒产生的次要阶数（NLO）计算。 我们专注于夸克生产的确定性，我们建立了一个新的因式分解方案，该方案通过NLO进行扰动校正，其中没有“快速扣除”。 也就是说，对影响因子的NLO校正与高能演化没有明确分开。 我们的构造利用了（NLO）Balitsky-Kovchegov方程的骨架结构，其中明确指出了进化的第一步。 通过使用所发射胶子的精确运动学来计算该首次发射，而不是使用精确近似来计算NLO影响因子。 这种特殊的计算已经在文献[1，2]中提出过，但是我们提出的扰动理论的重组是新的。 与[1，2]中的建议相比，我们的方案没有速度减法固有的微调，这可能是先前研究中观察到的NLO截面负性的起因。

我们在5 TeV质量中心能量下研究了彩色玻璃冷凝液框架内的前向喷射能谱。 特别是，我们专注于CMS-CASTOR热量计所涵盖的运动范围。 我们表明，我们的饱和度模型计算与CASTOR测量兼容，并且为了最佳地重现数据，需要包括多部分相互作用的影响。 我们预计会出现显着的核抑制作用，即在考虑到的最低喷射能量Ejet〜500 GeV时可降至50％。

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。

我们报告了核子等矢量轴向，标量和张量电荷的晶格QCD计算。 我们的计算是在两个2 + 1风味合奏上执行的，这些合奏是在物理介子质量和晶格间距分别为a≈0.116和0.093 fm时使用2-HEX涂抹的Wilson-clover动作生成的。 我们使用了多种源漏分离方式-粗谱系中的8个值范围大约为0.4至1.4 fm，细谱系中的3个值范围为0.9至1.5 fm，这使我们能够对激发态效应进行广泛的研究。 使用不同的分析和拟合策略。 为了确定重归一化因子，我们使用非扰动的Rome-Southampton方法，并比较RI'-MOM和RI-SMOM中间方案以估计系统不确定性。 我们的最终结果是在MS方案中以2 GeV计算的。 张量和轴向电荷的不确定度约为4％，gT = 0.972（41）和gA = 1.265（49）。 由于对中间重归一化方案的选择和晶格间距的依赖性更大，因此所得标量电荷gS = 0.927（303）具有更大的不确定性。

各向异性晶格间距是强制性的，以达到在晶格QCD的强耦合极限中恢复手性对称性的高温。 在这里，我们为无质量交错费米子的强耦合SU（Nc）或U（Nc）晶格QCD中各向异性耦合的非扰动重新归一化提出了一个简单准则。 然后，我们针对Nc = 3计算重新归一化的各向异性以及Karsch系数的强耦合模拟（运行各向异性）。 我们通过结合图解蒙特卡洛和多直方图重加权技术来实现高精度。 我们观察到连续时间限制中的平均场预测捕获了非扰动标度，但是在单位因数上收到了较大的，先前被忽略的校正。 使用我们的非扰动处方代替平均场结果，我们观察到对静态重子质量和与手性对称性恢复相关的相界位置的连续时间限制进行​​相同幅度的大校正。 尤其是，在不同的有限晶格上评估的相界对晶格时间范围的依赖性要小得多。 作为副产物，我们还估计了在零温度下的强耦合极限下，无质量SU（3）QCD的介子衰变常数和手性缩合物。

以前的轴向矢量和伪标量形状因数的晶格QCD计算表明，它们之间的部分守恒轴向电流（PCAC）关系存在明显偏差。 由于原始的相关函数满足PCAC，因此观察到的与操作员身份的偏差使人怀疑是否可以控制所有从相关函数中提取形状因子的系统。 我们将有问题的系统识别为错过的激发态，其能量作为动量传递平方Q2的函数是通过对三点函数本身的分析确定的。 它的能量比以前考虑的激发态要小得多，并且包括它影响所有基态矩阵元素的提取。 使用这些质量和能隙提取的形状因子满足PCAC和另一个一致性条件，并且它们验证了偶极子优势假设。 我们还表明，轴向电荷gA的提取对所使用的激发态的质量间隙值非常敏感，并且与Q2≠0情况不同，当前晶格数据并未明确确定这些结果。 为了强调传统分析方法与新分析方法之间的差异和改进，我们对物理小子质量系综在≈0.0871fm处获得的结果进行了比较。 使用新策略，我们发现gA = 1.30（6）和轴向电荷半径rA = 0.74（6）fm，都使用z展开提取来参数化GA（Q2）的Q2行为，并且gP * = 8.06（44） 使用介子极优势ansatz来获得，以拟合诱导的伪标量形状因子G〜P（Q2）