高速运动的部分子在穿过原子核等媒介时，经受媒介物质的多重散射，可导致的两个效应是该部分子能量损失和末态分布的横动量拓宽(kT-broadening)。人们对于这些核效应已进行了大量和细致的研究[1-7，56-58]。在梁作堂，王新年，周剑2008年的工作中[58]，横动量依赖的部分子分布函数中的规范链可以导致横动量分布的核拓宽效应，原子核中的非极化部分子分布函数f1（x，k→2T）和核子中该部分子分布函数之间的演化关系也被给出。这套技术已经被高建华，梁作堂，王新年应用于半单举深度非弹散射过程中末态喷注方位角分布不对称的核效应的研究中[32，33]。本论文的目的就是要把上述已应用于半单举深度非弹散射过程的方法推广到Drell-Yan末态轻子对方位角分布不对称的核效应的研究中。　　 本硕士论文首先计算了非极化pADrell-Yan过程中轻子对方位角不对称的核效应，我们发现在弱束缚的大原子核中，在“最大双胶子关联近似”[58]下，该方位角不对称性取决于原子核中Boer-Mulders分布函数，并表明原子核中Boer-Mulders分布函数可以表达成核子中Boer-Mulders分布函数卷积上一个高斯权重函数的形式。为了给出定量的估计和具体的结果，我们假设核子中横动量依赖的部分子分布数取高斯型参数化的形式，并以此得到了原子核中的Boer-Mulders分布函数的具体表达式。计算结果表明，核修正效应使得Boer-Mulders分布函数对部分子横动量的依赖变得更加弥散，从而我们发现在非极化Drell-Yan过程中的轻子对方位角不对称核修正效应在对轻子对横动量平均后的总体效果是压低的。而在横动量未平均的情形下，Drell-Yan过程方位角不对称的核效应展现出对轻子对横动量的有趣依赖行为。这一依赖关系取决于Boer-Mulders分布函数的横动量宽度与非极化部分子分布函数f1（x，k→2T）的宽度的相对大小。当Boer-Mulders分布函数的宽度等于非极化部分子分布函数f1（x，k→2T）的宽度时，Drell-Yan中方位角不对称的核修正效应不依赖于轻子对的横动量;当Boer-Mulders分布函数的宽度大于非极化部分子分布函数f1（x，k→2T）的宽度时，Drell-Yan中轻子对方位角不对称的核修正效应表现为压低，并且压低程度随轻子对横动量的增加而增强;当Boer-Mulders分布函数的宽度小于非极化部分子分布函数f1（x，k→2T）的宽度时，核修正对Drell-Yan中轻子对方位角不对称的压低效应随轻子对横动量的增加而减弱。尤其值得注意的是，在这种情形下对Drell-Yan中轻子对方位角不对称的核修正效应不总是压低的，当处于中小横动量区域内的轻子对横动量值超过某特定值后，该核修正甚至表现出增强的效果。Drell-Yan中方位角不对称的核修正对轻子对横动量的这些丰富的依赖行为可以成为实验上测定Boer-Mulders分布函数横动量宽度和非极化部分子分布函数f1（x，k→2T）宽度的很好的探针。　　 除此之外，本论文还用类似的计算方法研究了入射核子极化的核子-原子核Drell-Yan中各方位角不对称项的核修正效应。除了Boer-Mulders分布函数外，这些方位角不对称项还涉及如下横动量依赖的部分子分布函数f⊥1T，h1T，h⊥1T，h⊥1L，但是其核修正效应依然只取决于原子核中的Boer-Muldes分布函数的核效应。这些极化相关的方位角不对称项的核修正对轻子对横动量等参量的依赖形式与非极化情形类似但是压低程度各不相同。尤其是我们注意到这些核修正效应与半单举深度非弹性散射过程中相关方位角不对称项的核修正行为特征是相似的。具体来讲，Drell-Yan过程中方位角不对称项cos2(φ)和sin2(φ)的核修正行为与文献[33]中SIDIS过程中方位角不对称项cos2(φ)的表现相同，而方位角不对称项sin(φ)s和sin(2(φ)-(φ)s)与文献[32]中SIDIS过程cos(φ)项的行为一致。其中方位角不对称项sin（2(φ)+(φ)s）的核修正表现出最强的压低效应。