Fizyka zderzeń relatywistycznych jonów

Podobne dokumenty
Najgorętsze krople materii wytworzone na LHC

Stany skupienia (fazy) materii (1) p=const Gaz (cząsteczkowy lub atomowy), T eratura, Tempe Ciecz wrzenie topnienie Ciało ł stałe ł (kryształ)

Relatywistyczne zderzenia ciężkich jonów jako narzędzie w badaniu diagramu fazowego silnie oddziałującej materii

VI. 6 Rozpraszanie głębokonieelastyczne i kwarki

Plazma Kwarkowo-Gluonowa

Wiadomości wstępne. Krótka historia Przekrój czynny Układ jednostek naturalnych Eksperymenty formacji i produkcji

Eksperyment ALICE i plazma kwarkowo-gluonowa

Reakcje jądrowe. X 1 + X 2 Y 1 + Y b 1 + b 2

Wstęp do chromodynamiki kwantowej

Rozdział 1 Wiadomości wstępne. Krótka historia Przekrój czynny, świetlność Układ jednostek naturalnych Eksperymenty formacji i produkcji

Wstęp do oddziaływań hadronów

kwarki są uwięzione w hadronie

VI.5 Zderzenia i rozpraszanie. Przekrój czynny. Wzór Rutherforda i odkrycie jądra atomowego

Struktura porotonu cd.

Rozdział 7 Kinematyka oddziaływań. Wnioski z transformacji Lorentza. Zmienna x Feynmana, pospieszność (rapidity) i pseudopospieszność

Marek Kowalski

Fizyka hadronowa. Fizyka układów złożonych oddziałujących silnie! (w których nie działa rachunek zaburzeń)

Programowanie dla Wielkiego Zderzacza Hadronów

Fizyka cząstek elementarnych

Katarzyna Grebieszkow Wydział Fizyki Politechniki Warszawskiej Zakład Fizyki Jądrowej Pracownia Reakcji Ciężkich Jonów

2008/2009. Seweryn Kowalski IVp IF pok.424

Fazy QCD: poszukiwania nowych form materii jądrowej

Fizyka do przodu w zderzeniach proton-proton

Rozszyfrowywanie struktury protonu

I.4 Promieniowanie rentgenowskie. Efekt Comptona. Otrzymywanie promieniowania X Pochłanianie X przez materię Efekt Comptona

Wszechświat czastek elementarnych

Cząstki elementarne i ich oddziaływania III

Z czego i jak zbudowany jest Wszechświat? Jak powstał? Jak się zmienia?

Promieniowanie jonizujące

Promieniowanie jonizujące

Ruch cząstek naładowanych w polach elektrycznym i magnetycznym. Równania ruchu cząstek i ich rozwiązania. Ireneusz Mańkowski

Oddziaływania elektrosłabe

Fizyka współczesna Co zazwyczaj obejmuje fizyka współczesna (modern physics)

Reakcje jądrowe. kanał wyjściowy

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 2, Radosław Chrapkiewicz, Filip Ozimek

Struktura protonu. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład IV

Atomowa budowa materii

Podstawowe własności jąder atomowych

WYKŁAD Wszechświat cząstek elementarnych. 24.III.2010 Maria Krawczyk, Wydział Fizyki UW. Masa W

Obserwable polaryzacyjne w zderzeniach deuteronu z protonem

Fizyka 2 Wróbel Wojciech

WYKŁAD 5 sem zim.2010/11

Rozdział 9 Przegląd niektórych danych doświadczalnych o produkcji hadronów. Rozpraszanie elastyczne. Rozkłady krotności

WYKŁAD 8. Wszechświat cząstek elementarnych dla przyrodników

Zderzenia ciężkich jonów przy pośrednich i wysokich energiach

WYKŁAD 8. Maria Krawczyk, Wydział Fizyki UW. Oddziaływania słabe

Wstęp do Modelu Standardowego

Astrofizyka teoretyczna II. Równanie stanu materii gęstej

Dynamika relatywistyczna

v = v i e i v 1 ] T v =

Jądra o wysokich energiach wzbudzenia

WYKŁAD 6. Oddziaływania kolorowe cd. Oddziaływania słabe. Wszechświat cząstek elementarnych dla przyrodników

Przyspieszanie cząstek w źródłach kosmicznych

Uwolnienie kwarków i gluonów

FIZYKA III MEL Fizyka jądrowa i cząstek elementarnych

Elementy Fizyki Jądrowej. Wykład 5 cząstki elementarne i oddzialywania

Cząstki elementarne. Składnikami materii są leptony, mezony i bariony. Leptony są niepodzielne. Mezony i bariony składają się z kwarków.

Politechnika Warszawska Wydział Fizyki. Daniel Kikoła

Fizyka 3. Konsultacje: p. 329, Mechatronika

Podstawy Fizyki Jądrowej

Fizyka dla Informatyków Wykład 8 Mechanika cieczy i gazów

Maria Krawczyk, Wydział Fizyki UW. Oddziaływania słabe 4.IV.2012

Oddziaływania. Przekrój czynny Zachowanie liczby leptonowej i barionowej Diagramy Feynmana. Elementy kwantowej elektrodynamiki (QED)

AUTOREFERAT. Radosław Ryblewski

Fizyka hadronowa. Fizyka układów złożonych oddziałujących silnie! (dla których nie działa rachunek zaburzeń)

WYKŁAD 13. Wszechświat cząstek elementarnych dla przyrodników. Maria Krawczyk, Wydział Fizyki UW 5.I Hadrony i struny gluonowe

Rzadkie gazy bozonów

Wstęp do Optyki i Fizyki Materii Skondensowanej

Wstęp do fizyki jądrowej Tomasz Pawlak, 2013

Theory Polish (Poland)

Fizyka 3. Konsultacje: p. 329, Mechatronika

Jądra o wysokich energiach wzbudzenia

Wykład 3 Zjawiska transportu Dyfuzja w gazie, przewodnictwo cieplne, lepkość gazu, przewodnictwo elektryczne

WYKŁAD I Wszechświat cząstek elementarnych dla przyrodników. Maria Krawczyk, Wydział Fizyki UW. Model Standardowy AD 2010

Mody sprzężone plazmon-fonon w silnych polach magnetycznych

Budowa nukleonu. Krzysztof Kurek

Mechanika relatywistyczna Wykład 13

Fizyka 2. Janusz Andrzejewski

Wielki Wybuch czyli podróż do początku wszechświata. Czy może się to zdarzyć na Ziemi?

WYKŁAD 8. Wszechświat cząstek elementarnych dla humanistów

WYKŁAD 7. Wszechświat cząstek elementarnych. Maria Krawczyk, Wydział Fizyki UW

Badanie Gigantycznego Rezonansu Dipolowego wzbudzanego w zderzeniach ciężkich jonów.

Fizyka Fizyka eksperymentalna cząstek cząstek (hadronów w i i leptonów) Eksperymentalne badanie badanie koherencji koherencji kwantowej

czastki elementarne Czastki elementarne

Daniel Pacak. Zastosowanie modelu hydrodynamicznego do analizy procesów produkcji cząstek w zderzeniach relatywistycznych jąder atomowych

1.6. Ruch po okręgu. ω =

Rozpraszanie elektron-proton

Fizyka gwiazd. 1 Budowa gwiazd. 19 maja Stosunek r g R = 2GM

Oddziaływania. Zachowanie liczby leptonowej i barionowej Diagramy Feynmana. Elementy kwantowej elektrodynamiki (QED)

Zderzenia relatywistyczne

Magnetyczny Rezonans Jądrowy (NMR)

Struktura protonu. Elementy fizyki czastek elementarnych. Wykład IV. rekonstrukcja przypadków NC DIS wyznaczanie funkcji struktury.

Podstawy Fizyki IV Optyka z elementami fizyki współczesnej. wykład 2, Mateusz Winkowski, Jan Szczepanek

Właściwości materii. Bogdan Walkowiak. Zakład Biofizyki Instytut Inżynierii Materiałowej Politechnika Łódzka. 18 listopada 2014 Biophysics 1

1 Płaska fala elektromagnetyczna

Rejestracja cząstek o ukrytym powabie w eksperymencie STAR. Detection of particles with hidden charm in the STAR experiment

Plan Zajęć. Ćwiczenia rachunkowe

Fizyka cząstek elementarnych i oddziaływań podstawowych

Optyka. Wykład V Krzysztof Golec-Biernat. Fale elektromagnetyczne. Uniwersytet Rzeszowski, 8 listopada 2017

Symulacje kinetyczne Par2cle In Cell w astrofizyce wysokich energii Wykład 2

Transkrypt:

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

Programy eksperymentalne AGS Alternating Gradient Synchrotron, BNL eksperymenty ze spoczywającą tarczą, energia wiązki 15 AGeV Eksperyment przy SPS Pb Pb @ 158 AGeV SPS Super Proton Synchroton, CERN eksperymenty ze spoczywającą tarczą, energia wiązki 0-160 AGeV RHIC Relativistic Heavy-Ion Collider Collider, BNL przeciwbieżne wiązki, energia zderzenia 100+100 AGeV Eksperyment przy RHIC Au Au @ s = 00 GeV NN

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

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

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

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

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

Strumień eliptyczny i równowaga wczesnej fazy Au-Au @ 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

Strumień eliptyczny i równowaga wczesnej fazy Au-Au @ 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, 05301 (007) 9

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, 044905 (007) 10

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

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

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

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

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

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, 17301 (007) 16

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

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

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

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

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

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!

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 4 3 1 ~, ~ 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

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

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

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

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

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

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

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

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

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, 10303 (005) 3

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

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

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 1 1 1 = + 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

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

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