Ядро , МоскваВ. Л. Коротких1 Столкновение ультра релятивистских ядер (обзор данных RHIC) В.Л. Коротких Институт ядерной физики МГУ Автор благодарен коллективу лаборатории адронных взаимодействий ОЭФВЭ НИИЯФ МГУ за совместные обсуждения, а также Х.Х. Пантуеву (ИЯИ РАН) и Х.Х. Окорокову (МИФИ) за предоставление некоторых слайдов.

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких2 Поиск и изучение свойств КГП в релятивистских соударениях ионов В релятивистских соударениях тяжелых ионов возможно формирование сверхплотного состояния КХД-материи в квазимакроскопических объемах (по сравнению с характерными адронными маштабами). начальное состояние предравновесная стадия КГП (гидродинамика) адронизация адронная стадия химического и кинетического замораживания Au + Au адроны Новая материя находится в состоянии термодинамического равновесия при th < 2фм/c и > 10 ГэВ/фм 3.

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких3 Диаграмма эволюции КГП Кинетическое замораживание: нет упругого расс., замораживаются спектры. Химическое замораживание: нет неупругого расс., фиксируется отнош. выхода частиц Неупругие партон-партонные (q-q, q-g, g-g ) взаимодействия ~ 10 fm/c

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких4 Кварк-глюонная плазма Под кварк-глюонной плазмой (КГП) понимается термально равновесное состояние материи, в котором кварки и глюоны (партоны) не связаны между собой (деконфаймент). В идеальном варианте должна восстанавливаться киральная симметрия (кварки должны иметь нулевую массу). 3 flavours КХД на решетках предсказывает, что переход в КГП происходит при Tc=170 МэВ и сопровождается деконфайментом, а переход к киральной симметрии - при еще более высоких температурах новой материи. На рис. показана зависимость плотности энергии от температуры из расчетов КХД на решетках Z. Fodor et al., arXiv: hep-lat; F. Karsch et al., arXiv: hep-lat. Предел идеального газа

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких5 Предисловие Описание столкновений релятивистских ядер сложнее, чем просто суперпозиция нуклон-нуклонных столкновений. Первые результаты [1,2,3,4] на коллайдере RHIC (Брукхейвенская лаборатория США) уже доказали, что в столкновениях Au + Au при энергии в системе центра масс s NN = 200 A ГэВ образуется новая материя, которая не может быть описана в терминах цвето-нейтральных адронов. Проявление этой материи наблюдается в таких эффектах, как азимутальная анизотропия частиц, подавление выхода частиц в сравнении с р-р при больших p T, искажение формы пика в 2-х частичной корреляции и др.. [1] I. Arsene et al. (BRAHMS), Nucl.Phys. A757, 1 (2005) [2] J. Adams et al. (STAR), Nucl.Phys. A757, 102 (2005) [3] I. Arsene et al. (PHENIX), Nucl.Phys. A757, 184 (2005) [4] K. Adcox et al. (PHOBOS), Nucl.Phys. A757, 284 (2005)

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких6 RHIC STAR PHENIX PHOBOS BRAHMS The Relativistic Heavy Ion Collider, RHIC ГэВ/нуклон Следующий доклад В.Г. Рябова эксперимент PHENIX

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких7 b 2R Геометрия столкновений релятивистских ядер Participant RegionSpectators Центральные столкновения, b = 0 Периферические столкновения, b 2R Au + Au, R(Au) = 6.38 fm

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких8 Геометрия столкновения двух ядер А+А А А b beam Направление вектора между центрами ядер в поперечной плоскости

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких9 Нецентральные А-А – столкновения и эволюция капли жидкости x y z pxpx pypy Kolb P.F., Heinz U., nucl-th/ (2003). В поперечной плоскости к пучку В гидродинамике не сферическая форма сгустка в начальный момент приводит к азимутальной анизотропии частиц в конечном состоянии

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких10 Коллективный эффект – азимутальное анизотропное распределение чатиц При нецентральных столкновениях ядер сгусток жидкости имеет форму эллипсоида, приводя к азимутальной анизотропии градиентов давления, которое будет выталкивать элементы жидкости с более высокими импульсами в плоскости реакции. Это приведет к тому, что частицы будут иметь импульсное анизотропное распределение. Y X Вид в поперечной плоскости pxpx pypy

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких11 Экспериментальное азимутальное распределение частиц в Au-Au столкновениях 2 - коэффициент при cos2(φ- R ) в разложении в ряд Фурье азимутального углового распределения по отношению к углу плоскости реакции R. Его называют коллективным эллиптическим потоком R -- угол плоскости реакции, определяемый в каждом конкретном событии 0-10% - наиболее центральные столкновения 2-х ядер

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких12 Зависимость v 2 от р Т Величина V 2, её зависимость от поперечного импульса р Т и от массы частиц при р Т < 2 ГэВ/c хорошо описываются в рамках идеальной гидродинамической модели с начальной плотностью 0 30 ГэВ/fm 3 и временем термолизации fm/c S.S. Adler et al., Phys.Rev.Lett. 91, (2003); J. Adams et al., Nucl.Phys. A757, 102 (2005); B.B. Back, Phys.Rev. C72, (R) (2005).

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких13 Проявление кварковых степеней свободы Скейлинговое поведение v2 (независимость от числа кварков ) cвидетельствует о том, что именно коллективное поведение кварков определяет динамику расширения сгустка материи в поперечной плоскости. Зависимость v2 от поперечного импульса р Т частиц для мезонов и барионов. Пересчет распределений в переменных V 2 /n q и E T /n q, где n q - число кварков, дает универсальную зависимость. барионы мезоны

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких14 Эллиптический поток для совокупности всех данных Разные энергии и разные ядра Эллиптический поток V 2, нормированный на начальный пространственный эксцентриситет. 1/A T dN ch /d плотность частиц при =0, отнесенная на среднюю поперечную площадь A T двух ядер. Кривые – предсказания термодинамических моделей. Зависимость отношения v 2 / от плотности частиц на единицу площади перекрытия двух ядер При энергиях RHIC (200 GeV ) образованная среда близка к термодинамическому равновесию. Для более низких энергий SPS (17 GeV) на пару нуклонов термодинамическое равновесие не достигается.

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких15 Наблюдаемые на RHIC азимутальная анизотропия частиц соответствуют предсказаниям гидродинамической модели о расширении сжатой и разогретой несферической капли партонной жидкости в нецентральных ядро - ядерных столкновениях. Такая жидкость образуется за очень короткое время 3.5 fm/c при температуре 190 МэВ с высокой плотностью энергии = 30 ГэВ/fm 3 и в конечном счете приводит к анизотропному импульсному распределению частиц.

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких16 vacuum QGP адроны q q Лидрующая частица Л идирующая частица Погашение струй Основная идея объяснения подавления инклюзивного одночастичного спектра частиц в ядро-ядерном столкновении – погашение выхода партонов (струй) при их прохождениичерез плотную хромодинамическую средую

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких17 Подавление импульсного адронного спектра в сравнении с импульсным спектром в р-р столкговении R AA – отношение выхода частиц в А-А столкновениях на пару нуклонов в сравнении с р-р столкновениями Выход фотонов не подавляется. Выход мезонов подавляется примерно в 5 раз при больших р Т Подавление одночастичных инклюзивных спектров адронов при больших р Т обусловлено эффектом прохождения партонов через плотную сильно взаимодействующую среду.

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких18 Наблюдается плавное изменение эффекта подавления от энергии сталкивающихся систем Отношение выхода частиц R AA в зависимости от энергии Фактор подавления при энергиях s NN = 17, 60, 130 и 200 ГэВ

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких % % Принципиально новые измерения R AA для 0 относительно угла к плоскости реакции (PHENIX) Толщина слоя С ростом толщины среды, начиная с 2 фм, подавление выхода частиц увеличивается. Меняем толщину вещества изменением центральности и ориентацией относительно плоскости реакции Перпендикуляр к плоскости реакции

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких20 эффект подавления рождения частиц в центральных А+А столкновениях при больших p T > 2 ГэВ/с. Этот результат свидетельствует о взаимодействии партонов с плотной средой, образованной в ядро-ядерном столкновении, приводящем к подавлению их выхода (quenching). Результаты, полученные на RHIC, обнаружили

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких21 Выбирается частица с большим p T – триггерная частица и рассматри-ваются пары «триггерная частица + ассоциированная частица» Вычисляется = T - A Наблюдается корреляция при – 0 – пик в области малых относительных азимутальных углов – соответствует струе, направленной к «наблюдателю» -- «прямой» пик – - «обратный» пик в области больших относительных азимутальных углов – соответствует струе, направленной в противоположную сторону от «наблюдателя» Двух частичные -корреляции S.S. Adler et al., Phys.Rev. D74, (2006).

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких22 Азимутальная корреляция пар адронов при выборе событий, содержащих лидирующую частицу Периферические – 2 пика:прямой и обратный Центральные – нет обратного пика !!! Точки – данные Au+Au, гистограмма – данные р+р, кривая – оценка фона в А-А J.Adams et al., Phys.Rev.Lett. 91, (2003); S.S. Adler et al., Phys.Rev.Lett. 96, (2006); S.S. Adler et al., Phys.Rev.Lett. 97, (2006). (STAR) Эффект подавления обратного пика – проявление плотной среды, рожденной в ядро-ядерном столкновении

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких23 Измерения азимутальной корреляции пар адронов относительно угла плоскости реакции Если 2-ая частица проходит перпендикулярно плоскости реакции (т.е. через больший слой рожденной материи), то обратный пик исчезает.

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких24 Два плеча «обратного» пика A. Adare et al. (PHENIX), arXiv: (2008) Измерения с большой статистикой на установке PHENIX (RHIC) показывают, что в Au-Au столкновениях появляются два плеча в «обратном» пике (этого нет в р-р столкновениях) p T (trig) p T (assoc) – поперечные импульсы триггерной и ассоциированоой частицы

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких25 Кольца в угловом распределении частиц near-side trigger away-side jet axis В.Л. Коротких, Г.Х. Эйюбова, Вестник МГУ, 2008, т.63,1, с.20 I.M.Drenin, G.Kh. Eyyubova, V.L. Korotkikh, L.I. Sarycheva, Submitted to J.Phys.G (2008) Вейвлет анализ двумерного углового распределения позволяет выделить событий с кольце-образной структурой 2) Сценарий ударной сверхзвуковой волны: (возникновение ударных волн Маха). W. Scheid et al., PhysRev.Lett. 34, 741 (1974); J. Hofmann et al., Phys.Rev.Lett. 36, 88 (1976); T. Renk, J. Ruppert, Phys.Rev. C73, (2006); 1) Сценарий черенковского излучения глюонов: Наблюдаемая структура обратного пика – одномерная проекция конуса черенковского глюонного излучения на поперечную плоскость. I.M. Dremin,JETP Lett 30, 140 (1979), Sov.J.Nucl.Phys.33,726 (1981), I.M. Dremin, Nucl.Phys. A767, 233 (2006), A785, 369 (2007); Выделение кольцевой структуры

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких26 Результаты, полученные на RHIC свидетельствуют, что: в центральных ядро-ядерных столкновениях величина одного (обратного) пика в двух частичной азимутальной корреляции частиц уменьшается, а его форма искажается. Искажение формы может быть связано с глюонным излучением кварка в этой среде. Если этот факт будет подтвержден при прямом наблюдении струй, то это будет важным доказательством образования плотной и сильно взаимодействующей среды.

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких27 Экспериментально подтверждается образование хромо - динамического вещества со свойствами существенно отличающимися от обычной ядерной материи. Новую материю называют сильно - взаимодействующей кварк - глюонной плазмой (sQGP), которая проходит через стадию плотной и разогретой жидкости. Заключение E.V. Shuryak, Prog.Part.Nucl. 53, 273 (2004) M. Gyulassy and L. McLerran, Nucl.Phys. A750, 30 (2005) Самые последние результаты - в материалах международной конференции Quark Matter February, 2008, India, Jaipur.

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких28 Наступает период перехода от фазы первых наблюдений к фазе углублённого изучения свойств хромо-динамического вещества как на RHIC, так и на LHC Главная задача – поиск доказательств деконфаймента и киральной симметрии. Послесловие Обзоры: P.F. Kolb and U. Heinz, Quark Gluon Plasma3, World Scientific Singapure, p.634 (2003) D. dEnterria, J. Phys. G34, s53, (2007) N. Borghini and U.A. Wiedemann, submitted to J. Phys., arXiv: , (2007)

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких29 Запасные слайды

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких30 1. V 2 растет с ростом р Т и больше для мезонов, чем для баорионов. 2. V 4 пропорционально V 2 2 для всех кинематических переменных. 3. V 2 не зависит от размеров области перекрытия ядер. 4. Отношение 2 / n q не зависит от сорта адронов (мезоны, барионы)б что соответствует термализации на кварковом уровне. 5. V 2 пропорционально начальному пространственному эксцентриситету при всех значениях центральности. 6. При достижении полной термализации отношение 2 / не зависит от плотности рожденных частиц. Наблюдаемые закономерности, соответствующие предсказаниям гидродинамики

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких31 Наблюдаемые закономерности 1. Сильное и независящее от поперечного импульса подавление выхода частиц при больших p T. 2. Рост подавления выхода частиц с увеличением энергии. 3. Уменьшение выхода частиц с ростом центральности. столкновения. 4. Отсутствие эффекта подавления в столкновении дейтрона с ядром. 5. Чувствительность подавления от величины слоя вещества, пройденного частицей Замечательный эффект подавления рождения частиц в центральных А+А столкновениях при больших p T > 2 ГэВ/с свидетельствует о взаимодействии частиц, рожденных в жестком партонном рассеянии, со средой с высокой энергетической плотностью, образованной в ядро-ядерном столкновении.

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких32 Основные вопросы и выводы Достигнута ли большая плотность энергии достаточная для образования деконфаймента ? Безусловно, ДА Возникает ли термодинамическое и химическое равновесие ? ДА Отличается ли образующаяся среда от обычной ядерной материи ? Безусловно, ДА Есть ли неоспоримые доказательства, что достигнуты условия для кваркового деконфаймента или воостановления киральной симметрии ? Пока НЕТ Какие свойства образованного вещесва наиболее отличительны ? Сильное взаимодействие конституентов, близкое по свойствам к фазе жидкости, значительное подавление выходов адронов с большими поперечными импульсами, наблюдение коллективных мод возбуждения – потоки, ударные волны

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких33 Поиск и изучение свойств КГП в релятивистских соударениях ионов В релятивистских соударениях тяжелых ионов возможно формирование сверхплотного состояния КХД-материи в квазимакроскопических объемах (по сравнению с характерными адронными маштабами). «Мягкие» тесты (p T ~Λ QCD =200 МэВ) спектры частиц с малыми поперечными импульсами p T и их импульсные корреляции; потоковые эффекты; тепловые фотоны и дилептоны; выход странных частиц. «Жесткие» тесты (p T,M>>Λ QCD =200 МэВ) спектры частиц с большими поперечными импульсами p T и их угловые корреляции; адронные струи; кварконии; тяжелые кварки. начальное состояние предравновесная стадия КГП (гидродинамика) адронизация адронная стадия и вымораживание

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких34 Деконфаймент Что, если мы сожмем или нагреем среду так, что адроны начнут перекрываться? Расчеты КХД на решетках предсказывают, что если система адронов достигнет высокой плотности и/или температуры, то произойдет фазовый переход в состояние деконфаймента. В новой фазе, называемой Кварк- глюонной плазмой (КГП), кварки и глюоны больше не удерживаются внутри индивидуальных адронов, они начинают свободно передвигаться внутри большого объема.

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких35 Восстановление голых масс Плененые кварки в адронах динамически приобретают дополнительную массу (~ 350 MeV) за счет эффекта удержания сильными взаимодействиями Ожидается, что деконфаймент сопровождается восстановлением (реконструкцией) масс до их голых значений, которые они имеют в Лагранжиане Как только кварки становятся свободными, их массы становятся равными голым значениям: –m(u,d): ~ 350 MeV уменьшается до несколько MeV –m(s): ~ 500 MeV уменьшается до ~ 150 MeV (Этот эффект обычно называют частичным восстановлением киральной симметрии Partial Restoration of Chiral Symmetry. Киральная симметрия: фермионы и антифермионы имеют противоположные спиральности. Точная симметрия возможна только для безмассовых частиц, поэтому восстановление здесь – только частичное)

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких36 КХД на решетке Нулевая барионная плотность, 3 аромата Плотность быстро меняется возле критической температуры T c T c = 170 MeV: c = 0.6 GeV/fm 3 при T~1.2 T c плотность достигает 80% Stefan- Boltzmann значения для идеального газа, состоящего из q,q g ( SB ) В КХД на решетке непертурбативные проблемы решаются дискретизацией пространства и времени. Как результат, ультрафиолетовые расходимости (большие щкалы импульсов) исчезают. 3 flavours; (q-q)=0

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких37 Потери энергии в КГМ и плотность глюонов Доминирующий вклад в потерю энергии партона вносит тормозное излучение глюонов. Модели, учитывающие погашение струй, позволяют оценить начальную плотность глюонов в расширяющейся кварк-глюонной материи (КГМ). Она равна при энергиях SPS и RHIC dN g /dy= 400 ± 100, SPS dN g /dy = 1100 ± 300, RHIC Рис.11c Фактор подавления для тяжелых D и B мезонов, измеренный по их лептонному распаду на e ± Подавление мезонов с тяжелыми кварками, такое же как с легкими. Это находится в противоречии с теорией погашения струй, т.к. легкие кварки излучают сильнее глюоны в среде. Чтобы описать подавление тяжелых кварков, нужно задать начальную плотность глюонов, равную dN g /dy 3000, RHIC что противоречит наблюдаемой полной адронной множественности 600 dN ch /dy dN g /dy Рис.11b d+Au

Ядро , МоскваВ. Л. Коротких38 1.Краткое введение 2.Азимутальная анизотропия в распределении частиц 3.Подавление выхода частиц, приходящихся на пару нуклонов, в сравнении с р-р столкновениями 4.Искажение формы обратного пика в двух-частичных корреляция 5.Заключение Содержание