ในฟิสิกส์อนุภาคแบบจำลองพาร์ตอนเป็นแบบจำลองของแฮดรอนเช่นโปรตอนและนิวตรอนซึ่งเสนอโดยริชาร์ด ไฟน์แมน แบบจำลองนี้มีประโยชน์ในการตีความการแผ่รังสีแบบต่อเนื่อง ( พาร์ตอนชาวเวอร์ ) ที่เกิดขึ้นจาก กระบวนการ ควอนตัมโครโมไดนามิกส์ (QCD) และปฏิสัมพันธ์ในการชนกันของอนุภาคพลังงานสูง

แบบจำลองพาร์ตอนได้รับการเสนอโดยริชาร์ด ไฟน์แมนในปี 1969 ซึ่งเดิมใช้สำหรับการวิเคราะห์การชนกันของแฮดรอนพลังงานสูง^{[ 1 ]}เจมส์ บียอร์เคนและเอ็มมานูเอล แอนโทนี ปาสโชสได้นำไปประยุกต์ใช้กับการกระเจิงแบบไม่ยืดหยุ่นอย่างลึกซึ้งของอิเล็กตรอน - โปรตอน^{[ 2 ]}ต่อมา ด้วยการสังเกตการณ์เชิงทดลองของการปรับขนาดของบียอร์เคนการตรวจสอบความถูกต้องของแบบจำลองควาร์กและการยืนยันอิสรภาพเชิงอะซิมโทติกในควอนตัมโครโมไดนามิกส์พาร์ตอนจึงถูกจับคู่กับควาร์กและกลูออนแบบจำลองพาร์ตอนยังคงเป็นการประมาณที่สมเหตุสมผลที่พลังงานสูง และผู้อื่นได้ขยายทฤษฎีนี้ในช่วงหลายปีที่ผ่านมา

Murray Gell-Mannชอบใช้คำว่า "put-ons" เพื่ออ้างถึง partons ^{[ 3 ]}

ในปี พ.ศ. 2537 เลียวนาร์ด ซัสส์คินด์ ได้ใช้พาร์ตอนเพื่อสร้างแบบจำลองโฮโลแกรม^{[ 4 ]}

อนุภาคแฮดรอนใดๆ (เช่นโปรตอน ) สามารถพิจารณาได้ว่าเป็นองค์ประกอบของอนุภาคย่อยที่มีลักษณะเป็นจุดจำนวนหนึ่ง ซึ่งเรียกว่า "พาร์ตอน"

ฟังก์ชันการกระจายพาร์ตอน (PDF) ภายในสิ่งที่เรียกว่าการแยกตัวประกอบแบบคอลลิเนียร์ถูกกำหนดให้เป็นความหนาแน่นของความน่าจะเป็นสำหรับการค้นหาอนุภาคที่มีเศษส่วนโมเมนตัมตามยาวx ที่แน่นอน ที่ระดับความละเอียดQ ²เนื่องจาก ธรรมชาติ ที่ไม่สามารถรบกวนได้ของพาร์ตอนซึ่งไม่สามารถสังเกตได้ว่าเป็นอนุภาคอิสระ ความหนาแน่นของพาร์ตอนจึงไม่สามารถคำนวณได้โดยใช้ QCD แบบรบกวน อย่างไรก็ตาม ภายใน QCD เราสามารถศึกษาการเปลี่ยนแปลงของความหนาแน่นของพาร์ตอนกับระดับความละเอียดที่กำหนดโดยโพรบภายนอก ระดับดังกล่าวอาจกำหนดโดยโฟตอนเสมือนที่มีความเสมือนQ ²หรือโดยเจ็ตระดับนี้สามารถคำนวณได้จากพลังงานและโมเมนตัมของโฟตอนเสมือนหรือเจ็ต ยิ่งโมเมนตัมและพลังงานมากเท่าใด ระดับความละเอียดก็จะยิ่งเล็กลงเท่านั้น ซึ่งเป็นผลมาจากหลักการความไม่แน่นอน ของไฮเซนเบิร์ก การเปลี่ยนแปลงของความหนาแน่นของพาร์ตอนกับระดับความละเอียดพบว่าสอดคล้องกับการทดลองเป็นอย่างดี^{[ 10 ]}นี่เป็นการทดสอบที่สำคัญของ QCD

ฟังก์ชันการกระจายพาร์ตอนได้มาจากการปรับค่าที่สังเกตได้ให้เข้ากับข้อมูลการทดลอง ไม่สามารถคำนวณได้โดยใช้ QCD แบบรบกวน เมื่อไม่นานมานี้ พบว่าสามารถคำนวณได้โดยตรงในQCD แบบแลตติสโดยใช้ทฤษฎีสนามประสิทธิผลโมเมนตัมขนาดใหญ่^{[ 11 ] [ 12 ]}

ฟังก์ชันการกระจายตัวของอนุภาคที่กำหนดโดยการทดลองนั้นมีให้ใช้งานจากกลุ่มต่างๆ ทั่วโลก ชุดข้อมูลหลักที่ไม่ระบุขั้วมีดังนี้:

• ABMถูกเก็บถาวรเมื่อวันที่ 19 มกราคม 2022 ที่Wayback Machineโดย S. Alekhin, J. Bluemlein และ S. Moch
• CTEQจากความร่วมมือของ CTEQ
• GRV/GJR , จาก M. Glück, P. Jimenez-Delgado, E. Reya และ A. Vogt
• HERA PDFs โดย ความร่วมมือของ H1และ ZEUSจากศูนย์ Deutsches Elektronen-Synchrotron (DESY) ในประเทศเยอรมนี
• MSHT/MRST/MSTW/MMHTจากAD Martin , RG Roberts, WJ Stirling, RS Thorne และผู้ร่วมงาน
• NNPDFจากความร่วมมือของ NNPDF

ไลบรารีLHAPDF ^{[ 13 ]} มีอินเทอร์เฟซ Fortran / C++ที่เป็นหนึ่งเดียวและใช้งานง่ายสำหรับชุด PDF หลักทั้งหมด

การกระจายพาร์ตอนแบบทั่วไป (GPDs) เป็นแนวทางใหม่กว่าในการทำความเข้าใจ โครงสร้าง ของแฮดรอน ให้ดียิ่งขึ้น โดยแสดงการกระจายพาร์ตอนเป็นฟังก์ชันของตัวแปรเพิ่มเติม เช่น โมเมนตัมตามขวางและสปินของพาร์ตอน^{[ 14 ]}สามารถใช้เพื่อศึกษาโครงสร้างสปินของโปรตอน โดยเฉพาะอย่างยิ่งกฎผลรวม ของ Ji เชื่อมโยงปริพันธ์ของ GPDs กับโมเมนตัมเชิงมุมที่ควาร์กและกลูออนพกพา^{[ 15 ]}ชื่อในยุคแรกๆ ได้แก่ การกระจายพาร์ตอนแบบ "ไม่ไปข้างหน้า" "ไม่ทแยงมุม" หรือ "เบี่ยงเบน" สามารถเข้าถึงได้ผ่านกระบวนการพิเศษประเภทใหม่ที่ตรวจพบอนุภาคทั้งหมดในสถานะสุดท้าย เช่น การกระเจิงคอมป์ตันเสมือนอย่างลึกซึ้ง^{[ 16 ]}ฟังก์ชันการกระจายพาร์ตอนแบบธรรมดาจะถูกกู้คืนโดยการตั้งค่าตัวแปรพิเศษในการกระจายพาร์ตอนแบบทั่วไปเป็นศูนย์ (ขีดจำกัดไปข้างหน้า) กฎอื่นๆ แสดงให้เห็นว่าฟอร์มแฟกเตอร์ไฟฟ้าฟอร์มแฟกเตอร์แม่เหล็กหรือแม้แต่ฟอร์มแฟกเตอร์ที่เกี่ยวข้องกับเทนเซอร์พลังงาน-โมเมนตัมก็รวมอยู่ใน GPDs ด้วยเช่นกัน ภาพสามมิติเต็มรูปแบบของพาร์ตอนภายในแฮดรอนยังสามารถได้รับจาก GPDs ได้อีกด้วย^{[ 17 ]}

การจำลอง Parton shower มีประโยชน์ในฟิสิกส์อนุภาคเชิงคำนวณไม่ว่าจะเป็นการคำนวณปฏิสัมพันธ์หรือการสลายตัวของอนุภาคโดยอัตโนมัติหรือการสร้างเหตุการณ์เพื่อสอบเทียบและตีความ (และทำความเข้าใจ) กระบวนการในการทดลองเครื่องเร่งอนุภาค^{[ 18 ]}โดยเฉพาะอย่างยิ่งมีความสำคัญใน ปรากฏการณ์วิทยา ของเครื่องเร่งอนุภาคแฮดรอนขนาดใหญ่ (LHC) ซึ่งมักจะสำรวจ โดยใช้การจำลอง Monte Carlo

ระดับที่อนุภาคย่อยถูกมอบให้กับการเกิดแฮดรอนจะถูกกำหนดโดยโปรแกรม Shower Monte Carlo ตัวเลือกทั่วไปของ Shower Monte Carlo คือPYTHIAและ HERWIG ^{[ 19 ] [ 20 ]}

• Glück, M.; Reya, E.; Vogt, A. (1998). "การทบทวนการกระจายตัวของอนุภาคแบบไดนามิก" European Physical Journal C . 5 (3): 461– 470. arXiv : hep-ph/9806404 . Bibcode : 1998EPJC....5..461G . doi : 10.1007/s100529800978 . S2CID 119842774 . 
• Hoodbhoy, PA (2006). "การกระจายตัวของพาร์ตอนแบบทั่วไป" (PDF) . ศูนย์ฟิสิกส์แห่งชาติและมหาวิทยาลัย Quaid-e-Azam . เก็บถาวรจากต้นฉบับ(PDF)เมื่อ 31 มีนาคม 2017. สืบค้นเมื่อ6 เมษายน 2011 .
• Ji, X. (2004). "การกระจายตัวของพาร์ตอนแบบทั่วไป" . วารสารประจำปีด้านนิวเคลียร์และวิทยาศาสตร์อนุภาค . 54 : 413– 450. arXiv : hep-ph/9807358 . Bibcode : 2004ARNPS..54..413J . doi : 10.1146/annurev.nucl.54.070103.181302 .
• Kretzer, S.; Lai, H.; Olness, F.; Tung, W. (2004). "การกระจายตัวของอนุภาค CTEQ6 ที่มีผลกระทบจากมวลควาร์กหนัก" Physical Review D . 69 (11) 114005. arXiv : hep-ph/0307022 . Bibcode : 2004PhRvD..69k4005K . doi : 10.1103/PhysRevD.69.114005 . S2CID 119379329 . 
• Martin, AD; Roberts, RG; Stirling, WJ; Thorne, RS (2005). "การกระจายตัวของพาร์ตอนที่รวมการมีส่วนร่วมของ QED" European Physical Journal C . 39 (2): 155– 161. arXiv : hep-ph/0411040 . Bibcode : 2005EPJC...39..155M . doi : 10.1140/epjc/s2004-02088-7 . S2CID 14743824 . {{cite journal}}: CS1 maint: unflagged free DOI ( link )

• Feltesse, Joël (2010). "บทนำสู่ฟังก์ชันการกระจายพาร์ตอน" . Scholarpedia . 5 (11) 10160. Bibcode : 2010SchpJ...510160F . doi : 10.4249/scholarpedia.10160 . ISSN 1941-6016 . 
• ฟิสิกส์เครื่องกำเนิดเหตุการณ์ ( http://www.hep.phy.cam.ac.uk/theory/webber/MCnet/MClecture2.pdf )
• "บทนำสู่ QCD" . people.phys.ethz.ch . สืบค้นเมื่อ2022-08-04 .
• http://www.kceta.kit.edu/grk1694/img/2013_10_01_Hangst.pdf
• http://d-nb.info/1008230227/34
• Marcantonini, Claudio (2010). การประยุกต์ใช้ SCET กับ parton showers (วิทยานิพนธ์). สถาบันเทคโนโลยีแมสซาชูเซตส์. hdl : 1721.1/62649 .