Диссертация (1149195), страница 12
Текст из файла (страница 12)
Согласно этой модели, рождение адроновв мягкой области может быть описано как результат распада цветных силовыхтрубок - струн, которые образуются между взаимодействующими партонами.С увеличением энергии и массового числа сталкивающихся ядер, плотностьструн растет, и они начинают перекрываться, формируя область в поперечной плоскости с более сильным цветовым полем («кластеры»). В пределе высокой плотности, ожидается, что все сечение плоскостью будет представлятьсобой один кластер, который, как предполагается, по своим физическим свойствам, эквивалентен кварк-глюонной плазме.
Убедительным доказательством впользу слияния струн является обнаруженный экспериментально рост среднегопоперечного импульса с множественностью в адрон-ядерных столкновениях изначительное снижение множественности в столкновениях тяжелых ионов посравнению с моделями с независимыми струнами. Предполагается, что слияние и перколяция струн ответственно за появление хребта в двухчастичныхкорреляциях [22, 136]. В недавних работах [18–20] было показано, что уравнениесостояния КГП при нулевом бариохимическом потенциале, полученные в модели перколяции цветных струн, находятся в отличном согласии с результатамиКХД на решетке. Кроме того, подход был успешно применен для определениясдвиговой вязкости [19] КХД материи, с хорошим согласием с экспериментальными данными в широком диапазоне температур.В рамках подхода слияния струн, критическое поведение ожидается, когдапроцессы слияния и струнной перколяции вступают в игру, что можно рассматривать как возможный способ формирования кварк-глюонной плазмы.
Вокругпорога перколяции, сильные развиваются сильные флуктуации цветового поля,что приводит к большим флуктуациям в некоторых наблюдаемых, что можнообнаружить на эксперименте с помощью пособытийного анализа [135]. В даннойглаве, модель слияния струн применяется для столкновений тяжелых и легкихионов в диапазоне энергий в системе центра масс от нескольких до несколькихсотен ГэВ на нуклон. Были исследованы корреляционные функции и коэффициенты корреляции, их зависимость от энергии и диапазона быстрот.Важно отметить, что реализация слияния струн в монте-карловской модели, позволяет разделять явления, происходящие в различных областях быстрот. При энергиях SPS, вклад морских кварков и соответствующих струн мал.Таким образом, валентные струны доминируют.
В связи с тем, что дикварк78несет большую долю продольного импульса [72], валентные струны, образованные парой кварк-дикварк, является асимметричными. Большинство частиц впередней области быстроте происходят из валентных струн со стороны их дикварковых частей.Содержание рождающихся частиц от валентной струны схематично показано на рис. 4.2. Дикварковый конец струны, который, как правило, находитсяв передней области быстрот, характеризуется большим выходом барионов. Наоборот, противоположный конец испускает в основном пионы, что происходитвокруг центральной области быстрот. Таким образом, обеспечивается наблюдаемое распределение остаточной барионной плотности (рис. 4.3).
Отметим,модель валентных струн [137] успешно описывает выход остаточного числа барионов в широком диапазоне энергий.Рисунок 4.2: Схематичное представление состава частиц, рождающихся прифрагментации одной струны. Цветами показаны доли протонов, антипротонови мезонов в зависимости от быстроты.4.1.2Выбор наблюдаемыхВыбор сталкивающихся систем и конфигураций быстротных окон 4.4 былосуществлен с учетом экспериментальных особенностей программ сканирования по энергии пучка и размеру сталкивающихся систем эксперимента NA61на SPS [131], программы BESII ускорителя RHIC [130] и будущих планов эксперимента CBM на FAIR [132] и MPD на NICA [133].Таким образом, для расчетов были выбраны p+p,Au+Au и Pb+Pb столкновения при энергии√79Be+ Be, p+Pb, Ar+Ca,от 5 GeV до 62.4 GeV.79Рисунок 4.3: Распределение остаточного барионного числа по быстроте вAu+Au столкновениях.
Точки - экспериментальные данные RHIC, линии результаты расчетов в валентной струнной модели [137].Для р+р, Ве+Be и P + Pb столкновений рассматривались события без отбора по центральности; для более тяжелых ядер (Ar+Ca, Au+Au, Pb+Pb) быловыбрано два класса центральности: центральные события (central), соответ-part > ( + )/2, и перифери≤ ( + )/2.
Здесь, и – массовые числаствующие количеству нуклонов-участниковческие (peripheral), гдеpartсталкивающихся ядер.Были выбраны три конфигурации быстротных окон:(-1 ; 0) – (0 ; 1);( 0 ; 1) – (1 ; 2);( 0 ; 1) – (2 ; 3).Эти окна соответствуют центральной области быстрот (первые две) и комбинация центрального и переднего окна (третья конфигурация). В переднемокне третьей конфигурации ожидается значительная величина плотности остаточного барионного числа (см рис.
4.3).4.1.3РезультатыКорреляционные функцииРис. 4.5 показывает все три типа корреляционных функций для Ar+Caстолкновений при энергии 17 ГэВ без отбора по центральности. Корреляци-80-4 -3-2 -101234yРисунок 4.4: Конфигурации быстротных окнон, используемые в расчетах.Верхний график иллюстрирует распределение множественности заряженныхчастиц по быстроте при энергиях SPS.онная функция множественности имеет близкую к линейной форму при малых , что соответствует периферическим соударениям. Наклон корреляционной функции уменьшается с и стремится к насыщению при высоких значениях . Результаты по pt-n корреляциям демонстрируют небольшойзначенияхположительный наклон pt-n корреляционной функции.
Pt-pt корреляционнаяфункция является сильно нелинейной в столкновениях без отбора по центральности. Данные характерные особенности корреляционных функций воспроизводят закономерности, полученные для Pb+Pb столкновений при энергиях SPSв подходе слияния струн [35, 36] а также экспериментальные данные NA49 [53].Коэффициенты корреляцииНа рис. показан 4.6 коэффициент корреляции множественности в протонпротонных, Be+Be и p+Pb столкновениях как функция от энергии столкнове-√ .√.ния в системе центра масстонное возрастаниеn−nсПолученные результаты показывают моно-81√ Рисунок 4.5: Корреляционные функции в столкновениях Ar+Ca при =17 ГэВ: n-n корреляции (слева), pt-n корреляция (справа) и pt-ptкорреляции (внизу).
Конфигурация быстротных окон (-1;0), (0;1).bn−nРисунок 4.6: Зависимость n-n коэффициента корреляции от энергиистолкновения в p+p, Be+Be и p+Pb столкновениях. Три конфигурациибыстроных окнон представлены разными цветами.82bn−nРисунок 4.7: Зависимость n-n коэффициента корреляции от энергиистолкновения в Ar+Ca и Au+Au столкновениях. Обозначение цветами такиеже, как на рис. 4.6.В итоге, коэффициент корреляции n-n выше в центральной области быстрот и уменьшается при переходе от центральной к передней конфигурации.
Такое поведение согласуется с результатами при более высоких энергиях[100, 138, 139], где было показано, чтоn−nуменьшается с увеличением зазорапо быстроте и быстроты.Результаты по n-n корреляциям в столкновениях протон-свинец и свинецсвинец также показаны на рис. 4.6.
Коэффициент корреляции значительно выше, чем в p+p соударениях, но насыщение с ростом энергии не достигается.Коэффициенты корреляции множественности для более тяжелых сортовядер приведены на рис. 4.7. Результаты разделены на два разных классовцентральности, как описано выше. Установлено, чтоn−nменьше в централь-ной класса, чем в периферийной. Такое поведение находится в соответствиис предсказаниями модели слияния струн при более высоких энергиях [139].Этот факт также согласуется с тенденцией насыщения корреляционной функции (рис. 4.5). Также, следует отметить, что это наблюдаемая подлежит зависимости от ширины класса центральности [139], и центральный класс в нашихрасчетах в процентном соотношении более узкий.83bpt −nРисунок 4.8: Зависимость коэффициента pt-n корреляций для трехконфигураций быстротных окон от энергии столкновения в различныхсталкивающихся системах.
Обозначение цветами такие же, как на рис. 4.6.Результаты по коэффициентам pt-n корреляций показаны на рис. 4.13. Получено гладкое монотонное поведениеpt−nс энергией столкновения, так же,как и у корреляций множественности.Мы должны отметить, что при минимальной энергии, pt-n корреляция практически равна нулю, что не относится к n-n корреляций. Это может быть связано с тем, что n-n корреляции присутствуют также в отсутствии каких-либоколлективных эффектов, из-за флуктуаций в количестве излучающих источников [140]. Наоборот, pt-n корреляции появляются только в присутствии слияния струн, и их знак зависит от дисперсии числа изначальных источников[141].
Следует отметить, что величина pt-n корреляций значительно возрастает с увеличением размера ядра. Тем не менее, для этой наблюдаемой такжесуществует зависимость от выбора центральности (см. раздел 3.3.2).Рис. 4.9 показывает энергетическую зависимость коэффициента корреляциипоперечных импульсов. В отличие от ранее рассмотренных наблюдаемых,pt−pt84bpt −ptРисунок 4.9: Зависимость коэффициента pt-pt корреляций для трехконфигураций быстротных окон от энергии столкновения в различныхсталкивающихся системах. Обозначение цветами такие же, как на рис. 4.6.это корреляция между двумя интенсивными переменными [35], что приводитк тому, что их корреляция является более устойчивой величиной, так как онаменьше зависит от объемных флуктуаций вследствие вариации числа нуклоновучастников и прицельного параметра.В результатах расчетаpt−ptнаблюдается общий монотонный рост с энер-гией столкновений.
![](https://s.studizba.com/z.php?f=/templates/si/i/noavatar.png&w=100&h=100&t=1"){kind=avatar}
