Рождение дилептонов и очарованных частиц и эволюция ядерного вещества в столкновениях релятивистских тяжелых ионов

• Автор: Емельянов, Валерий Михайлович
• Шифр специальности: 01.04.23
• Научная степень: Докторская
• Год защиты: 2001
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 207 с. : ил

СОДЕРЖАНИЕ
Введение

Глава 1. Пространственная зависимость партонных структурных

функций и начальные условия эволюции партонной системы..

1.1. Структурная функция ядра и эффекты экранирования

1.2. Начальные условия эволюции партонной системы и рождение министруй в столкновениях тяжелых ядер

1.3. Влияние экранирования на начальные условия эволюции партонной системы

Глава 2. Корреляции между поперечной энергией и прицельным

параметром

2. Сформирование поперечной энергии в столкновениях релятивистских

2.2.Распределения по поперечной энергии в столкновениях ядер на
ускорителях RHIC и LHC
Глава 3. Рождение тяжелых кварков, <ГЛ|/ и Дрелл - Яновских пар в
столкновениях релятивистских ядер
3.1. Сечение рождения тяжелых кварков
3.2. Зависимость сечения рождения тяжелых кварков от прицельного параметра
3.3. Сечение рождения пар тяжелых кварков как функция поперечного импульса
3.4.Рождение J /у/ и Дрелл - Яновских пар на ускорителях SPS, RHIC и LHC
Глава 4. Дилептоны промежуточных масс и проблема термализации
ядерного вещества в столкновениях релятивистских тяжелых ионов
4.1.Испускание дилептонов неравновесной кварк — глюонной системой
4.2. Спектр дилептонов из смешанной фазы кварк — глюонной плазмы
4.3. Термализация п - мезонов и спектры дилептонных пар
Глава 5. Проблема дилептонов малых масс и тормозное излучение
пионов и кварков в столкновениях релятивистских ионов
5.1. Тормозное излучение заряженных частиц
5.2.Тормозное излучение к-мезонов 98 .
5.3. Тормозное излучение кварков
5.4. Спектры дилептонов малых масс в нуклон - нуклонных и ядро — ядерных взаимодействиях
Заключение
Список литературы
Приложения
ВВЕДЕНИЕ.
1. В развитии квантовой хромодинамики за последние два десятка лет можно выделить два характерных этапа. Первый из них связан с изучением жестких процессов в КХД. Действительно, как известно, константа связи сильных взаимодействий а„ убывает с ростом переданного квадрата 4- импульса | С>2 |.
Для | О2 |
>:> А2ад (Л кхд ~ 200 МэВ) константа связи а§ « 1, и расчеты могут быть проведены в рамках теории возмущений. Такие вычисления процессов сильных взаимодействий многократно проводились, и результаты, как правило, подтверждали применимость теории возмущений КХД. Примером может служить экспериментальное наблюдение адронных струй с большими поперечными импульсами.
Однако сравнение количественных расчетов в КХД с экспериментальными данными зачастую затруднено из - за вынужденного феноменологического подхода к описанию мягких процессов. Действительно, наблюдаемые частицы - это не кварки, антикварки и глюоны КХД, а адроны, образующиеся при мягкой адронизации кварков и глюонов. Еще в начале 80-х годов стало очевидным, что теория возмущений КХД не описывает процессы сильных взаимодействий. Такие фундаментальные свойства сильных взаимодействий, как конфайнмент, нарушение киральной инвариантности, иерархия масс адронов связаны с непертурбативными флуктуациями КХД. Среди методов непертурбативной КХД, интенсивно развиваемых последние 20 лет, следует упомянуть решеточные калибровочные теории, правила сумм КХД и инстантоны. Применение этих методов показало, что «истинный» вакуум КХД отличается от вакуума теории возмущений КХД. Как изменяются свойства вакуума КХД с ростом а$ (О2) и каковы наблюдаемые следствия этого изменения? Очевидно, что вопрос в такой постановке весьма сложен, и для того чтобы попытаться найти ответ, постановку задачи следует упростить. Один из возможных путей - рассмотрение макроскопической системы кварков, антикварков и глюонов, описываемой законами статистической физики и термодинамики.

При температурах Т » Лкхд характеристические переданные импульсы в системе кварков, антикварков и глюоонов
02~Т2»А2кад и соответствующая константа связи сс3 »1/1п(£72 /А^) «1. Согласно асимптотической свободе КХД, такая система представляет собой релятивистский газ слабовзаимодействующих кварков и глюонов. Это состояние было названо [1] кварк глюонной плазмой. Следует отметить, что концепция нагретой адронной материи была развита в пионерских работах [2-4], где статистические и гидродинамические методы были использованы при изучении ансамблей сильновзаимодействующих частиц. Но в этих работах рассматривалась система нагретой сжатой материи, состоящей из адронов. Подобные идеи используются и в последнее время, учитывая, однако, кварк - глюонный состав КХД. В работах [5-6] качественно предсказано существование фазового перехода «адроны-кварк-глюонная плазма», позже подтвержденная в решеточных вычислениях [7]. Различные модели фазового перехода предсказывают значения критической температуры порядка 150 -ь 200 МэВ и критические плотности, превышающие в 5 * 10 раз плотность нормальной ядерной материи.
Так как ожидаемые температуры Т ~ Тс ~ Л кхд относятся к инфракрасной области КХД, большинство моделей макроскопической КХД являются феноменологическими. Можно надеяться, что новые экспериментальные данные позволят сократить число этих моделей и уточнить имеющиеся в них параметры. Феноменологический подход, безусловно, полезен для описания процессов в инфракрасной области КХД, однако он неудовлетворителен с точки зрения «первых принципов». В этом отношении очень привлекательны попытки расчетов свойств термодинамических систем сильновзаимодействующих частиц исходя из лагранжиана КХД на пространственно - временных решетках [7].
Следует отметить, что концепция термодинамического описания системы сильновзаимодействующих частиц имеет космологические и астрофизические следствия. Условия фазовых переходов в сильновзаимодействующей материи, по-видимому, реализовывались в
Глава 3. Рождение тяжелых кварков, J/Ш и Дрелл-Яновских пар в столкновениях релятивистских ядер.
3.1. Сечение рождения тяжелых кварков.
Рождение тяжелых кварков - стандартный процесс для изучения теории возмущений КХД. Существование тяжелых кварков различной массы (тс <*13ГэВ,ть ®4.75ГэВ,»г( »175/эВ) определяет естественный масштаб mQ >у л/ау( > на котором константа связи сильных взаимодействий достаточно мала a5(?Kg)«l, что позволяет использовать теорию возмущений. Однако процессы фрагментации тяжелых кварков в адроны определяют непертурбативные эффекты.
Образование тяжелых кварков может быть использовано при исследовании структуры нуклонов. Например, инклюзивное рождение пар сиЬ кварков при высокой энергии является «зондом» для глюонного содержимого протона из-за большого сечения реакций gg -> сс и gg -> bb. В последние годы появились серьезные основания считать, что изучение рождения очарованных адронов обеспечит надежный сигнал формирования кварк-глюонной плазмы в столкновениях тяжелых ионов . В l-ofi главе было показано, что в условиях RHIC и LHC на первоначальной стадии ядроядерного столкновения может быть достигнута плотность энергии порядка нескольких десятков ГэВ/фм*, что необходимо для образования и термализации КГП [1]. Если такое состояние действительно реализуется в эксперименте, выход J/У частиц должен быть подавлен по сравнению с протон-протонными и протон-ядерными взаимодействиями. Как ожидается, лептонные распады тяжелых кваркониев будут составлять значительный фон к выходу дилептонов в столкновениях тяжелых ионов на ускорителях RHIC и LHC. В этой главе обсуждается влияние пространственной зависимости партонных распределений в ядрах на сечения рождения сс и bb при различных прицельных параметрах [69]. Будет показано, что выходы сс и bb значительно изменяются в периферических столкновениях при