Кинетическое и гидродинамическое описание столкновений релятивистских тяжелых ионов

• Автор: Скоков, Владимир Владимирович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2006
• Место защиты: Дубна
• Количество страниц: 148 с. : ил.

!гс': .. I

Оглавление ^ £*/9 3 “

1 Введение

1 Кинетическое описание столкновения тяжелых ионов

2 Вывод кинетического уравнения в осцилляторном представлении

2.1 Осцилляторное представление для бозонов

2.2 Осцилляторное представление для фермионов

2.2.1 Рождение частиц в поле с фиксированным направлением А = Л(£)п

2.3 Учет обратной реакции

3 Бесстолкновительное приближение

3.1 Усиление рождения странности
3.1.1 Эффекты временной протяженности импульса
3.1.2 Влияние формы импульса поля
3.2 Спектры рожденных частиц по поперечному импульсу
4 Интеграл столкновения
4.1 Интеграл столкновения Ландау
4.1.1 Рассеяние безмассовых глюонов
4.1.2 Рассеяние кварков и безмассовых глюонов
4.1.3 Рассеяние в системе, состоящей из двух сортов кварков
4.2 Проблема инфракрасной расходимости в ИС
4.2.1 Численное исследование предравновесной эволюции в абелевой модели КГП
4.2.2 Однокомпонентная глюонная плазма с источником
4.2.3 Двухкомпонентная плазма
5 Выводы

II Гидродинамический подход. Численное решение уравнений релятивистской гидродинамики
6 Уравнения динамики
6.1 Методы численного решения
6.2 Аналитические решения
6.2.1 Задача Римана
6.2.2 Б-мерный Бьеркеновский разлет
6.3 Сравнение аналитических и численного решений
7 Начальные условия
8 Стадия замораживания
9 Применение гидродинамической модели к стадии разлета в столкновении релятивистских тяжелых ионов
9.1 Уравнение состояния
9.1.1 Уравнение состояния смешанной фазы
9.1.2 Уравнение состояния для фазы деконфайнмента
9.2 Эволюция
9.3 Вычисление наблюдаемых величин
9.3.1 Адронные спектры
9.3.2 Выход дилептонов 108
9.4 Сравнение с экспериментом
9.4.1 Наблюдаемые величины с конечной стадии эволюции, выход адронов
9.4.2 Наблюдаемые величины, проинтегрированные по всей стадии эволюции, выход дилептонов
10 Выводы
10.1 Приложение А
11 Заключение

Глава
Впервые изучение свойств ядерной материи при высоких температурах и плотностях в лабораторных условиях стало возможным после ускорения тяжелых ядер до релятивистских энергий в Дубне (Е[аь=3 — 4А ГэВ) и Беркли (£)0;,<2.1А ГэВ). Впоследствии были созданы ускорители AGS (Брукхэйвен), SPS (CERN) и RHIC (Брукхэйвеи). Максимальная энергия столкновения, достигнутая на коллайдере RHIC, составляет л/s = 200А ГэВ. Кроме того, в ближайшие годы будут закончены работы по созданию коллайдера LHC (CERN), энергии столкновения на котором на порядок превышают энергии RHIC. Однако не угас интерес к исследованию столкновений тяжелых ядер и более низких энергий. Так в Дубне подготавливается тяжелоионная программа для ускорителя Нуклотрон (Е[аь<5А ГэВ); результаты и опыт исследований, полученные на Нуклотроне, будут использованы при создании ускорительного комплекса FAIR (Дармштадт), где планируется изучение релятивистских столкновений тяжелых ядер с максимальной энергией Eiab = 20 —ЗОЛ ГэВ. Параллельно с развитием ускорительной техники идет создание и разработка новых прецизионных способов детектирования частиц. Такие экспериментальные исследования были бы невозможны без теоретической поддержки. Основная сложность теоретического описания релятивистских столкновений тяжелых ядер заключается в нерешенности проблемы конфайимента, что препятствует изучению таких процессов на языке хромодинамики. Поэтому на сегодня физика релятивистских столкновений носит феноменологический характер. Однако даже исследование результатов феноменологических моделей позволяет понять важность процессов, протекающих в столкновении, в частности, ответить на вопросы о существовании локально-равновесной стадии в столкновении, о временной длительности иредравновесной эволюции, о существовании и порядке фазовых переходов деконфайнмента и восстановления киральной симметрии на предполагаемой равновесной стадии взаимодействия.
Для исследования предравновесных процессов рождения частиц в столкновении тяжелых ядер необходимо учитывать не только пертурбативные процессы, но и многочастич-

ется более эффективный механизм рассеяния на подкомпоненте партнера. Здесь также используется описанное выше модельное предположение об изменении массы кварков и глюонов.
Вновь, как и в случае однокомпонентной плазмы, система не демонстрирует четкой квазиравновесной динамики (см. рис. 4.5), хотя появляется перспектива достижения глобального равновесия на больших временах Ьтд ~ 50, что выражается в тенденции к выравниванию продольного и поперечного давления отдельно для каждой подсистемы плазмы.