Гидродинамическое моделирование кварк-адронного фазового перехода

• Автор: Мердеев, Андрей Викторович
• Шифр специальности: 01.04.16
• Научная степень: Кандидатская
• Год защиты: 2012
• Место защиты: Москва
• Количество страниц: 118 с. : ил.

1 Формулировка гидродинамической модели столкновений релятивистских ядер
1.1 Введение
1.2 Уравнения идеальной гидродинамики
1.3 Уравнение состояния ядерного вещества с учётом кваркадронного фазового перехода
1.3.1 Адронная фаза
1.3.2 Кварк-глюонная фаза в модели кваркового мешка
1.3.3 Смешанная фаза
1.3.4 Введение среднего поля
1.3.5 Влияние фазового перехода на характеристики уравнения состояния
1.3.6 Процедура двумерной линейной интерполяции
1.4 Численная схема SHASTA
1.5 Вычисление наблюдаемых величин
2 Динамика ядерного вещества в столкновениях ядер при энергиях ускорителей NICA и FAIR
2.1 Введение
2.2 Формулировка модели
2.2.1 Начальные условия
2.2.2 Численная схема и законы сохранения
2.3 Эволюция гидродинамических величин в центральных столкновениях
2.3.1 Сравнение результатов для уравнений состояния УСФП и УС- А Г
2.3.2 Упрощённая картина эволюции вещества в центральных столкновениях ядер

2.3.3 Сравнение предсказаний одно- и трёхжидкостной гидродинамики
2.3.4 Пространственно-временная картина центральных Au+Au столкновений
2.4 Динамика нецентральных столкновений
2.4.1 Плотность энергии и коллективные скорости для столкновений Au+Au при энергии 10 ГэВ/нуклон
2.4.2 Импульсная анизотропия при различных энергиях пучка
3 Расчёт наблюдаемых величин в столкновениях ядер при энергиях ускорителей NICA и FAIR
3.1 Адронные спектры
3.2 Коллективные потоки
3.3 Выводы
4 Гидродинамическая модель столкновений ядер при энергиях ускорителя RHIC
4.1 Введение
4.2 Формулировка модели
4.3 Начальные условия
4.4 Уравнение состояния
4.5 Законы сохранения
4.6 Расчёт импульсных распределений вторичных частиц
4.7 Учёт распадов резонансов
4.8 Динамика ядерного вещества в столкновениях ультрареля-тивистских ядер
4.9 Быстротные спектры вторичных частиц: сравнение с данными коллаборации BRAHMS
4.10 Результаты расчёта для начальных условий Ландау и Бьёркена
4.11 Замечания по поводу использованных приближений
4.12 Выводы

ЗАКЛЮЧЕНИЕ Ю1
БЛАГОДАРНОСТИ
ЛИТЕРАТУРА ЮЗ

t (fm/c) t (fm/c)
Рис. 22: Временная зависимость импульсной анизотропии ер в столкновениях Au+Au (6 = 7 фм) при разных значениях энергии пучка. Сплошные (штриховые) линии соответствуют УС-ФП (УС-АГ). Сплошные маркеры отвечают моменту времени, когда плотность энергии в ЦБ становится меньшей некоторых фиксированных значений еь. Открытые символы маркируют значения Е^ь- Тонкие линии на правой части рисунка показывают результаты расчёта для ЕаЪ = 10 ГэВ/нуклон с использованием упрощённого определения ер (см. текст).
£)1аЪ = Ю ГэВ/нуклон) представлены результаты вычислений в пределе у* -> 0. Видно, что в случае фазового перехода простейшая формула (51) приводит к появлению нефизического максимума ep(t) при промежуточных временах. Согласно рис. 22, импульсная анизотропия достаточно чувствительна к УС при энергиях пучка Е&ъ < 20 ГэВ/нуклон. Асимптотические значения ер при Еаъ > 10 ГэВ/нуклон оказываются большими для расчётов с фазовым переходом. Мы считаем, что такой (противоречащий интуиции) результат13 объясняется различиями в градиентах давления в поперечной плоскости для УС-ФП и УС-АГ. Как обсуждалось в конце раздела 2.3.4, эти градиенты оказываются значительно большими при промежуточных временах, в случае, если образуется область СФ.
Как уже упоминалось в первой главе, эффекты замораживания существенным образом влияют на наблюдаемые значения поперечных потоков в тяжёлоионных столкновениях. Для оценки чувствительности результатов к выбору момента замораживания, мы вводим параметр tfr, отвечающий
13Аналогичный вывод об увеличении эллиптического потока в случае фазового перехода при энергиях FAIR был сделан в работе [107].