Коллективные процессы и рождение частиц в столкновениях релятивистских ядер

• Автор: Сатаров, Леонид Михайлович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2007
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 268 с. : ил.

Содержание
ВВЕДЕНИЕ

1 Гидродинамическая модель расширяющегося файрбола

1.1 История вопроса

1.2 Формулировка гидродинамической модели

1.3 Уравнение состояния ядерного вещества

1.4 Расчет спектров вторичных частиц с учетом эффектов замораживания

1.5 Сравнение с экспериментальными данными

1.6 Выводы
2 Описание столкновений релятивистских ядер в рамках муль-тижидкостной гидродинамики

2.1 Введение

2.2 Релятивистские кинетические уравнения с учетом неупругих
столкновений адронов
2.3 Двухжидкостная гидродинамическая модель с излучением пионов
2.4 Расчет сил межпотокового трения
2.5 Тормозная способность ядерного вещества
2.6 Моделирование столкновений ядер в рамках двухжидкостной
гидродинамической модели
2.7 Трехжидкостная гидродинамическая модель
2.8 Трехжидкостная модель в работах других авторов
2.9 Выводы
3 Когерентное рождение частиц в столкновениях релятивистских ядер
3.1 Введение
3.2 Коллективный механизм образования дилептонов в столкновениях ядер высокой энергии

3.3 Коллективное рождение пионов и барион-антибарионных пар
в ядро-ядерных столкновениях
3.4 Когерентное тормозное излучение фотонов в столкновениях релятивистских ядер
3.5 Выводы
4 Гидродинамическая модель столкновений ядер при энергиях ускорителя RHIC
4.1 Введение
4.2 Формулировка модели
4.3 Динамика ядерного вещества в столкновениях ультрареляти-вистских ядер
4.4 Быстротные спектры вторичных частиц: сравнение с данными коллаборации BRAHMS
4.5 Результаты расчета для начальных условий Ландау и Бьеркена
4.6 Выводы
5 Ударные волны Маха, индуцированные жесткими партонами
в ядерном веществе
5.1 Введение
5.2 Деформация волн Маха в радиально расширяющейся среде
5.3 Волны Маха в продольно-расширяющемся веществе
5.4 Выводы
ЗАКЛЮЧЕНИЕ
ЛИТЕРАТУРА

ВВЕДЕНИЕ
Столкновения релятивистских ядер представляют собой уникальный инструмент исследования свойств горячей и плотной сильно-взаимодействую-щей материи в лабораторных условиях. Главной целью таких исследований является уравнение состояния этой материи, и в частности, изучение ее возможных фазовых переходов. В настоящее время общепринята точка зрения, согласно которой при достаточно больших плотностях энергии, по порядку величины превышающих 1 ГэВ/Фм3, адронное вещество переходит в состояние кварк-глюонной плазмы (КГП) [1,2], состоящей, в основном, из кварков, антикварков и глюонов. Свойства КГП и характер такого перехода до сих пор являются предметом интенсивных научных дискуссий.
В конце 80-х годов, с появлением пучков тяжелых ультрарелятивистских ядер появилась реальная возможность экспериментального изучения КГП. Сейчас уже получен большой объем данных по столкновениям ядер на ускорителях AGS (Брукхейвен, начальная энергия в расчете на нуклон—нуклон-ную пару в с.ц.м. фздцу — 5ГэВ), SPS (ЦЕРН, фщЦу = 6 — 20ГэВ) и RHIC (Брукхейвен, л/SjVJV = 60 —200 ГэВ). В ближайшее время планируется начало экспериментов на коллайдере LHC (ЦЕРН, уДЦу бТэВ). К настоящему времени имеется уже достаточно много свидетельств [3] в пользу обнаружения КГП в экспериментах по столкновениям ядер при энергиях RHIC.
Теоретическому описанию взаимодействий ядер высокой энергии посвящено уже довольно большое число работ. К сожалению, в обозримом будущем первопринципные расчеты таких сложных непертурбативных процессов, как столкновения релятивистских ядер, на основе квантовой хромодинамики вряд ли возможны. Поэтому существующие подходы для изучения этих процессов имеют в значительной степени феноменологический, модельный характер.
Начиная с работы Ландау [4] для описания столкновений адрон-адронных и ядро-ядерных взаимодействий с успехом используются гидродинамические модели [5]. Большим преимуществом гидродинамического подхода, помимо его относительной простоты, является возможность исследования чувствительности экспериментально наблюдаемых характеристик (спектров вторич-

Eisb= 0,4 AGeV
2°,| 20 Ne + Ne — p + X

600 E„,MeV
Рис. 5: Инклюзивные сечения выхода протонов в реакции Ие+Ие при Е&ь = 0,4 (верхняя часть рисунка) и 2,1 ГэВ/нуклон. Начальное сжатие ш = 2. Значения параметра а : 1-а = 1,5;2-а = 2,5; штриховые кривые - а = оо. Точки - экспериментальное сечение [89] в реакции 201Че+КаР (вст = 90°).
на рис. 2). На этой стадии разлета «тепловой размазкой» ФР /дг можно пренебречь, т.к. характерные тепловые скорости нуклонов ~ у/Т/гпц <С и . Переходя в (16) к пределу Т —> 0, получаем приближенное равенство
где 7оо = (1 — w)“1/2. Подставляя (41) в (37), при г = N получаем распределение нуклонов по быстротам у = arth (р/Е) в системе покоя файрбола следующего вида
где R(y) - корень уравнения thy = u0o(R). Полученные спектры неэкспоненциальны при больших импульсах частиц, обращаясь в нуль при у > утах = arth (max «оо(i?)). Как видно из рис. 4-6, форма спектров в гидродинамическом пределе противоречит экспериментальным данным. В свою очередь,

fN П7оо д(р~ mjV7oooo)
(41)
~ 47ГnmR2(y)R'(y) {а -> оо)
(42)