Fizyka zderzeń relatywistycznych jonów

Transkrypt

1 Fizyka zderzeń relatywistycznych jonów kilka pytań i możliwe odpowiedzi Stanisław Mrówczyński Uniwersytet Jana Kochanowskiego, Kielce & Instytut Problemów Jądrowych, Warszawa 1

2 Programy eksperymentalne AGS Alternating Gradient Synchrotron, BNL eksperymenty ze spoczywającą tarczą, energia wiązki 15 AGeV Eksperyment przy SPS Pb 158 AGeV SPS Super Proton Synchroton, CERN eksperymenty ze spoczywającą tarczą, energia wiązki AGeV RHIC Relativistic Heavy-Ion Collider Collider, BNL przeciwbieżne wiązki, energia zderzenia AGeV Eksperyment przy RHIC Au s = 00 GeV NN

3 Scenariusz zderzenia relatywistycznych jonów po swobodne hadrony t czas hadrony plazma kwarkowo-gluonowa wymrożenie hadronizacja równowaga z przed 3

4 Diagram fazowy T RHIC Plazma kwarkowo-gluonowa ~ 00 MeV SPS wymrożenie temperatura AGS Gaz hadronowy chemiczny potencjał barionowy (gęstość barionowa) ~ 900 MeV jądra atomowe kolorowy nadprzewodnik µ B 4

5 Równowaga termodynamiczna Eksperyment sugeruje, że Materia produkowana w zderzeniach relatywistycznych jonów osiąga stan lokalnej równowagi termodynamicznej 5

6 Równowaga późnej fazy 130 GeV w Termalnym Modelu Krakowskim skład chemiczny rozkłady pędowe W. Broniowski, A. Baran and W. Florkowski, Acta Phys. Polon. B33, 435 (00) 6

7 Strumień eliptyczny i równowaga wczesnej fazy przestrzeń położeń y φ x t + v v p = ρ Hydrodynamika dn dϕ Opis hydrodynamiczny wymaga lokalnej równowagi termodynamicznej! 0 π/ π przestrzeń pędu φ 7

8 Strumień eliptyczny i równowaga wczesnej fazy 130 GeV idealna hydrodynamika dn 1 = + 1 v dϕ π n=0 n cos ( n( ϕ ϕ )) R zderzenia peryferyczne zderzenia centralne Hydrodynamika cieczy idealne dobrze działa dla zderzeń centralnych K.H. Ackermann et al. [STAR Collaboration], Phys. Rev. Lett. 86, 40 (001) 8

9 Strumień eliptyczny i równowaga wczesnej fazy 00 GeV dn 1 ( ) = + 1 v dϕ π n=0 n cos n( ϕ ϕ ) R KE T p T + m m n q liczba kwarków składnikowych Strumień eliptyczny generowany jest w fazie kwarkowej S. Afanasiev et al. [PHENIX Collaboration], Phys. Rev. Lett. 99, (007) 9

10 Szybkość procesu termalizacji v ~ ε = y y + x x Ekscentryczność zanika na skutek rozlotu cząstek największy strumień y p y zderzenie Au-Au (R = 7 fm) x p x 0.75 v t eq = 1.5 fm/c W. Jas and St. Mrówczyński, Phys. Rev. C76, (007) 10

11 Pierwszy wniosek i pierwsze pytanie Plazma kwarkowo-gluonowa powstała w zderzeniu relatywistycznych jonów osiąga lokalną równowagi termodynamicznej już po czasie ~ 1 fm/c. Jaki jest mechanizm tak szybkiej termalizacji? 11

12 Drugi wniosek i drugie pytanie Materia produkowana w zderzeniach relatywistycznych jonów zachowuje się jak ciecz idealna (nielepka) Co czyni czyni lepkość tak małą? 1

13 Nieprzezroczystość Eksperyment sugeruje, że Materia produkowana w zderzeniach relatywistycznych jonów jest ośrodkiem nieprzezroczystym 13

14 Twarde jety q q bliski jet daleki jet bliski jet trigger q q daleki jet Dalekie jety są silnie tłumione w zderzeniach centralnych Au-Au J. Adams et al. [STAR Collaboration], Nucl. Phys. A757, 10 (005) 14

15 Twarde jety Inkluzywna produkcja 0 π R AB ( p T ) = N σ dn dη d bin inel NN AB p T dσ dη d NN p T tłumienie Produkcja pionów od dużym p T jest silnie tłumiona J. Adams et al. [STAR Collaboration], Nucl. Phys. A757, 10 (005) 15

16 Ciężkie kwarki ± e pochodzące z rozpadów ciężkich (anty)kwarków c i b K + e c D 0 ν e Ciężkie szybkie kwarki zachowują się w plazmie podobnie lekkim A. Adare et al. [PHENIX Collaboration], Phys. Rev. Lett. 98, (007) 16

17 Trzeci wniosek i trzecie pytanie Materia produkowana w zderzeniach relatywistycznych jonów jest nieprzezroczysta dla szybkich kwarków, ciężkich i lekkich Co czyni plazmę kwarkowo-gluonową nieprzezroczystą? 17

18 Jaka plazma? prawie idealny gaz kwarków i gluonów prawie idealna ciecz??? 18

19 Słabo-sprzężona plazma Asymptotyczna swoboda α s = 1π ( ) Q 33 N f ln ΛQCD Przy dostatecznie wysokiej gęstości energii plazma jest słabo sprzężona Λ QCD Q Q #T 00 MeV 19

20 Ekranowanie sił kolorowych λ D = 1 m D ~ 1 gt długość ekranowania g αs 4 π V ( r) ~ e r λ r D V (r) Sfera Debye a Coulomb ekranowanie 0 λ D r 0

21 Słabo-sprzężona plazma charakterystyczny czas zderzeniowej termalizacji: współczynnik lepkości: η T α ln(1/ α ) ~ 3 s s t eq 1 Tα ln(1/ α ) ~ s s de zderzeniowe straty energii: ~ α st ln(1/ α s ) dx radiacyjne straty energii lekkiego kwarku: de dx ~ s α s ET ln(1/ α ) 3 3 de α ciężkiego kwarku: s ET ~ ln(1/ α ) s dx M ( M >> T ) α s stała sprzężenia, T temperatura, E energia, M masa ciężkiego kwarku 1

22 Zdawałoby się oczywista konkluzja Plazma kwarkowo-gluonowa produkowana w zderzeniach relatywistycznych jonów jest silnie sprzężona Ale asymptotyczna swoboda przy dużej gęstości energii eksperyment : α s 0.3 plazma słabo-sprzężona może się zachowywać jak plazma silnie sprzężona!

23 Plazma zachowuje się kolektywnie λ D = 1 m D ~ 1 gt długość ekranowania V (r) Coulomb ekranowanie sfera Debye a 0 λ D r V ~, ~ 3 1 = πλd n T, n V if g 3 3 D ~ 3 g T 3 >> g D 1 << 1 W słabo-sprzężonej plazmie jest dużo cząstek w sferze Debye a! 3

24 Oscylacje plazmowe fluktuacja ładunku E( t, r) = E0 cos( ω( k) t k r + ϕ) ω( k) ω0 k 0 ~ gt częstość plazmowa E 4

25 Niestabilności stan stacjonarny Niestabilność A( t) = A + δa( t) 0 δa( t) e γt fluktuacja γ > 0 konfiguracja stabilna konfiguracja niestabilna A 0 A(t ) A 0 A(t) 5

26 Niestabilności plazmy niestabilności w przestrzeni położeń niestabilności hydrodynamiczne niestabilności w przestrzeni pędu niestabilności kinetyczne niestabilności spowodowane nierównowagowym rozkładem pędu 6

27 Niestabilności kinetyczne mody podłużne k E, δρ ~ e i( ωt kr ) mody poprzeczne k E, δj ~ e i( ωt kr ) E pole elektryczne, k wektor falowy, ρ gęstość ładunku, j - prąd 7

28 Rozkład pędu partonów Początkowo silna anizotropia p T czas p T p L p L 8

29 Zarodki chromomagnetycznej niestabilności j µ a ( x) = 0 średnio plazma jest neutralna j µ a 3 µ ν ν 1 ab d p p p (3) ( x1 ) jb ( x) = δ ( ) ( ) 3 f p δ x vt (π ) E p 0 x = ( t1, x1), x = ( t, x), x = ( t1 t, x1 ) 1 x kierunek nadwyżki pędu 9

30 Mechanizm filamentacji z F v v F v v F F Siła Lorentza F = q v B Prawo Ampere a B = j j z B y y x x 30

31 Niestabilności są szybkie Skala czasowe procesów spowodowanych zderzeniami t hard t soft ~ g g 4 ~ 1 ln( 1/ g)t 1 ln( 1/ g)t Skala czasowa procesów kolektywnych t q collec ~ twarde zderzenie: q ~ T miękkie zderzenie: q ~ gt 1 g T g << 1 t >> t >> t hard soft collec Niestabilności są szybkie! 31

32 Niestabilności w symulacjach A 1+1 wymiarów µ µ a = Aa Dynamika Twardych Pętli SU() ( t, z) Skalowana gęstość energii pól całość magnetyczne poprzeczne Anizotropia rozkładu pędowego p T p L γ * - maksymalny indeks wzrostu A. Rebhan, P. Romatschke & M. Strickland, Phys. Rev. Lett. 94, (005) 3

33 Mechanizm izotropizacji kierunek nadwyżki pędu j, E zmiana pędu cząstek F, k = F B pęd pól p dt P ~ B E ~ k fields a a 33

34 Izotropizajca symulacja numeryczna Klasyczny układ kolorowych cząstek i pól T ij = 3 d p (π) 3 p i p E j f ( p) T ij (T yy +T zz )/ Początkowa anizotropia: T xx = 0 T xx Izotropia: T = + xx ( Tyy Tzz ) / ~ czas A. Dumitru & Y. Nara, Phys. Lett. B61, 89 (005) 34

35 Lepkość turbulentnej plazmy p + p lepkość zderzeniowa: η C T α ln(1/ α ) ~ 3 s s λ lepkość anomalna: ~ 1 η A α s B λ = + η η A η C λ - wielkość magnetycznej domeny Lepkość zamagnesowanej turbulentnej plazmy jest mała p M. Asakawa, S.A. Bass and B. Müller, Prog. Theor. Phys. 116, 75 (007) 35

36 Przezroczystość turbulentnej plazmy p + p λ p Zamagnesowana turbulentna plazma jest nieprzezroczysta dla szybkich cząstek Radiacyjne straty energii B.G. Zakharov, JETP Lett. 88, 475 (008) 36

37 Wnioski Nierównowagowa plazma słabo-sprzężona zachowuje się jak plazma silnie sprzężona niestabilności przyspieszają proces termalizacji silne pola zmniejszają lepkość silne pola zmniejszają przezroczystość 37