IL PLASMA DI QUARK E GLUONI E LE COLLISIONI DI IONI PESANTI ULTRARELATIVISTICI
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IL PLASMA DI QUARK E GLUONI E LE COLLISIONI DI IONI PESANTI ULTRARELATIVISTICI Marzia Nardi INFN Torino Scuola Di Fisica Nucleare “Raimondo Anni” (II corso) Otranto, 29 maggio-3 giugno 2006 4 4
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Scuola Di Fisica Nucleare “Raimondo Anni” (II corso) Otranto, 29 maggio-3 giugno 2006. IL PLASMA DI QUARK E GLUONI E LE COLLISIONI DI IONI PESANTI ULTRARELATIVISTICI. Marzia Nardi INFN Torino. 4. Programma. 1) Introduzione sistemi di particelle relativistiche - PowerPoint PPT Presentation
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IL PLASMA DI QUARK E GLUONI E LE COLLISIONI DI
IONI PESANTI ULTRARELATIVISTICI
Marzia NardiINFN Torino
Scuola Di Fisica Nucleare “Raimondo Anni” (II corso)
Otranto, 29 maggio-3 giugno 2006
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Programma
1) Introduzione– sistemi di particelle relativistiche– introduzione alla QCD, simmetrie– QCD su reticolo– transizione di fase nel modello a bag
2-3-4) Collisioni di ioni pesanti ultrarelativistici– fasi della collisione– modello di Glauber e misura di centralita`– espansione, descrizione idrodinamica– segnali di deconfinamento: sonde dure– segnali di deconfinamento: sonde sofficiSaturazione partonica: separazione degli effetti di stato
iniziale/ finale
t<0 t=00<t<1 fm/c
t>~10-15 fm/c
QGP adroni freeze-out
Espansione:descrizione idrodinamica
Le particelle prodotte nelle collisioni primarie formano un sistema molto denso e fortemente interagente. La densita` di energia media iniziale e` sicuramente sufficiente a produrre il QGP.
Problemi:1. c’e` tempo sufficiente per raggiungere l’equilibrio
?2. come facciamo a sapere se si e` formato il QGP e
che proprieta` ha ?
Il tempo di termalizzazione e` valutato, usando calcoli perturbativi, dell’ordine di pochi fm/c.In realta` e` possibile (plausibile) che sia molto piu` breve grazie a fenomeni non perturbativi, anche meno di 1 fm/c.
L’equilibrio e` essenziale per la validita` della descrizione idrodinamica.
Formule di base
Equazione di continuita`:Conservazione di energia ed impulso:
Da contraendo con u si ottiene
che combinata con le identita` termodinamoche
da` (conservazione dell’entropia).
1)1(),1( 2/12
uuvu v
0)( nu
PwPguwuT
0)( T
0)( T
0
uwu
nTswdnTdsd
0)( su
Il sistema si espande longitudinalmente con velocita` molto piu` elevata che in direzione trasversale.Durante l’espansione la temperatura diminuisce, si ha la transizione di fase QGP->adroni.Il gas di adroni si comporta come un fluido fino al freeze-out cinetico.
La descrizione idrodinamica segue l’evoluzione del sistema partendo da condizioni iniziali scelte in modo da riprodurre i dati dello stato finale. E` possibile implementare una transizione di fase.
Modello di BjorkenUn’ipotesi semplificativa molto usata consiste nell’assumere invarianza per boost longitudinale. Questa ipotesi e` valida ad energie asintoticamente alte.
In pratica l’approssimazione si puo` applicare solo nella regione attorno alla rapidita` centrale e ben lontano dalle regioni di frammentazione dei nuclei iniziali.
0 0
y y
t < 0t > 0
ybeam ~ybeam-1-ybeam
dN/dydN/dy
Flusso radiale
‘fireball’ in espansione:
Il flusso collettivo consiste in una correlazione tra la posizione e il momento medio delle particelle.Nel caso di urti non centrali la velocita` trasversa vT dipende anche dall’angolo azimutale ,.Il valor medio di vT rispetto a e`chiamato flusso radiale
z
xyvT
x, v(x)=P/E
vL
Si assume equilibrio termodinamico locale:
Il numero di particelle prodotte e` un invariante relativistico. Si definisce una superficie tridimensionale (x) nello spazio-tempo sulla quale contare le particelle che passano:
La distribuzione in momento invariante e`(Formula di Cooper-Frye)
Spettri termici
La distribuzione in momento in un modello termico e`:
Notare l’ “mT-scaling”: la temperatura T e` la stessa per tutte le particelle.Il flusso collettivo altera la distribuzione termica:
• a grandi mT (pT>>m) : Tslope~ Tf √(1+vT)(1-vT) blue shift !
• a piccoli mT : Tslope~ Tf + m<vT>2/2 mT-scaling
NB: la descrizione idrodinamica vale per pT<2GeV
T
SBymym
V
dpdyddN SBT
TT
coshexpcosh
)2( 30
2
2222222LTyxTT pmEppmpmm
calcolo idrodinamico:
Risultati:SPS
risultati :RHICpp: notare mT-scaling
I calcoli idrodinamici riproducono i dati sperimentali assumendo una fase deconfinata seguita da un gas adronico.I parametri usati sono:
I tempi di equilibrio richiesti dal fit idrodinamico sono brevissimi !
flusso ellittico
b=0
Una collisione non centrale produce un flusso anisotropo nel piano trasverso.
I dati sperimentali sono riprodotti assumendo che il plasma e` un fluido a viscosita` nulla.Fluido ideale !
Notare l’incrocio tra mesoni e barioni ad alti pT: si puo` spiegare ammettendo che il flusso adronico osservato proviene da un flusso partonico preesistente
HBTUn’indicazione sulle dimensioni della ‘sorgente’ adronica si puo` ottenere analizzando le correlazioni tra adroni con il metodo interferometrico Hanbury Brown-Twiss.
Risultati sperimentali non in accordo con le previsioni dell’idrodinamica ! Viscosita`non nulla ?
“HBT puzzle”
adronizzazione statisticaLa molteplicita` delle specie adroniche e` ben descritto da un semplice modello statistico.
i=+1 per fermioni, -1 per bosoni,
massimizzando l’entropia con i vincoli:
si ha con
Se il numero di quark s e` conservato:
e` il fattore di saturazione di stranezza
La temperatura di equilibrio chimico aumenta con l’energia,il potenziale chimico diminuisces aumenta
T
RHIC
SPS
stranezza
Nella fase deconfinata la produzione di quark s non e` sfavorita come nelle interazioni adroniche “elementari”.
‘corno’ di Marek
Inizio della trasparenza nucleare o della statistica grancanonica ?
un fascino strano…
boom !!!
0 /2 /2
Saturazione partonica
Scattering di adroni ad alte energie
Nuovo fenomeno: saturazione partonica
Dati di HERA:
Ad alte energie un adrone appare denso.
hadron
tconstituen
E
Ex
Densita` di gluoni Densita` di gluoni Densita` di gluoni Densita` di gluoni
Color Glass Condensate
Teoria effettiva classica: limite della QCD ad alte densita`
color : i partoni hanno carica di colore
glass : evolvono lentamente rispetto alla loro scala di tempo
condensate : la loro densita` e` proporzionale all’inverso della costante di accoppiamento, tipico di un condensato di Bose.
Assumiamo che il numero di particelle prodotte e`:
o
xG(x, Qs2) ~ 1/s(Qs
2) ~ ln(Qs2/QCD
2).
La costante moltiplicativa c e` estratta con un fit dai dati (PHOBOS,130 GeV, multiplicita` di adroni carichi, Au-Au 6% centrale,||<1 ):
c = 1.23 ± 0.20
Parton production
),( 2
2
2
spartA QxxGcn
bddNd
)(/ 222
2
sss QcQbddNd
Primo confronto con i dati sperimentali
√s = 130 GeV
EKRT
PHOBOSPHOBOS
PHENIXPHENIX
Energy and centrality dependence / RHIC
dipendenza dalla rapidita`
PHOBOS W=200 GeV
Au-Au Collisions at RHICAu-Au Collisions at RHICAu-Au Collisions at RHICAu-Au Collisions at RHIC
Satur. model
Urti d-A (p-A): solo stato iniziale (non si forma mezzo denso), occasione unica per studiare effetti di saturazione Urti A-A: importante calcolare con la massima precisione possibile gli effetti dello stato iniziale in modo da separarli dagli effetti dovuti alle interazioni nelle successive fasi dell’evoluzione del sistema.Possibili sviluppi: un’ asimmetria nella distribuzione dei gluoni iniziali contribuisce a v2 : il contributo dell’idrodinamica e` minore, richiede viscosita` finita.Soluzione dell’ “HBT puzzle” ?
