Nagyenergiás nehézion-fizika

Átírás

1 Nagyenergiás nehézion-fizika Csanád Máté 1 Eötvös Loránd Tudományegyetem, H Budapest XI, Pázmány Péter sétány 1/A, Hungary Speciális kollégium, 2007/08 tavasz 1 / 65

2 Outline 1 Bevezetés Tudnivalók Kinematikai tudnivalók Az elemi részek fizikája 2 Az Ősrobbanás és a nehézion-fizika kapcsolata Az erős kölcsönhatás Az Univerzum története Nehézionfizika 3 A RHIC 4 A PHENIX 5 Mérhető mennyiségek 6 Hidrodinamika Nemrelativisztikus hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika 2 / 65

3 Bevezetés Tudnivalók Mire lesz szükség? Matematikai ismeretek: Alapműveletek :) Differenciálás, integrálás Differenciál-egyenletek Fizikai ismeretek: Kinematika Folytonos közegek mechanikája Termodinamika Relativitáselmélet Kvantumelméletek De a fentieket mindet megtanuljuk közben 3 / 65

4 Bevezetés Tudnivalók Miről lesz szó? Részecskefizikáról Alapvető részek: kvarkok, leptonok, fermionok, bozonok Folyamatok Nagyenergiás fizikáról Ütközések nagy energián (GeV nagyságrend) Részecskekeltés (nem rugalmas ütközés) Nehézion fizikáról Atommagokat ütköztetünk Közeget akarunk létrehozni 4 / 65

5 Bevezetés Kinematikai tudnivalók Kinematikai tudnivalók I Relativisztikus kinematika Négyessebesség: u µ, µ = ; u µ 1 u µ = 1 mindig; γ = 1+ i u2 i 1 Hármassebesség: v i = γu i v < 1; γ = 1 v 2 Impulzus: p µ = mu µ p µ p µ = m 2 ; p µ = (E, p x, p y, p z ) m 2 = E 2 p 2 Hármasimpulzus: p = mγv Rapiditás: y = 0.5 log E+pz E p z Pszeudorapiditás: η = 0.5 log p+pz p p z = ln tanh θ 2 5 / 65

6 Bevezetés Kinematikai tudnivalók Kinematikai tudnivalók II Mértékegységek Energia: 1 ev = (elektron töltése) 1 V = J Tömeg: ev/c 2 Impluzus: ev/c 6 / 65

7 Bevezetés Kinematikai tudnivalók Kinematikai tudnivalók III Mandelstam változók s = (p 1 + p 2 ) 2 = (p 3 + p 4 ) 2 t = (p 1 p 3 ) 2 = (p 2 p 4 ) 2 u = (p 1 p 4 ) 2 = (p 2 p 3 ) 2 Feynman-diagramok s-csatorna t-csatorna u-csatorna 7 / 65

8 Bevezetés Az elemi részek fizikája Klasszikus fizikai kölcsönhatások Klasszikus mechanika: pontrészecskék elmélete Téridő: M (relativisztikus), I időpillanatok Részecske: r : I M Lagrange-függvény: L = L (id I, r, ṙ), hatás: S = I L Legkisebb hatás elv: r megvalósuló részecske S r = S min Megoldások: Euler-Langrange egyenlet megoldásai Lagrange-egyenletek Hamilton-formalizmus: q = r, p = ṙ L, H = qp L Térelmélet Fizikai állapotok: φ : M C Lagrange függvény: L = L (id M, φ, φ), hatás: S = M L Legkisebb hatás elv: φ megvalósuló állapot S φ = S min Megoldások: Euler-Langrange egyenlet megoldásai Hamilton-formalizmus, kanonikus koordináták hasonlóan 8 / 65

9 Bevezetés Az elemi részek fizikája Mértékelmélet (gauge-elmélet) L globálisan szimmetrikus, pl. L = φ 2 m φ 2, ahol m R. φ e iα φ szimmetria (α R). Minden globális szimmetriához tartoznak megmaradó mennyiségek (Noether-tétel, Noether-áramok ) Lokális szimmetria: φ e iα φ (α : M R) lehet-e? Ez nem jó, mert a deriváltat is változtatni kell! Hogyan lehetne? Kovariáns deriválás: ga Kompenzáló mértékmező A bevezetése, ez a közvetítő avagy mértékbozon. g: csatolási állandó; A-nak Lagrange: L = F µν F µν ; F µν = µ A ν ν A µ 9 / 65

10 Bevezetés Az elemi részek fizikája Első kvantálás (klasszikus elmélet kvantálása) Fizikai állapot: φ : M C Fizikai mennyiség: operátor a φ állapotok H Hilbert-terén Fizikai mennyiségek értéke: operátor sajátértéke adott sajátállapotban Kanonikus koordináták: Hilbert-tér operátorai ( Lin(H)) Nem kommutálnak; ezekből keltő- és eltűntető operátorok 10 / 65

11 Bevezetés Az elemi részek fizikája Másodkvantálás: kvantumtérelméletek Térmennyiség φ operátor az állapottéren Keltő- és eltűntető operátorok részecskét hoznak létre a vákuumon Valós skalártér Fourier-transzformáltjából kvantált térmennyiség: φ(k) φ(k)â(k) Egyéb terek: szimmetria megőrzése, mértékrögzítés Renormálás az önkölcsönhatás kezelésére Egy adott folyamatban rengeteg belső folyamat lehet (Feynman gráfban hurok) Mérés: az összes ilyen összege de egyesek divergálnak Levágás: regularizáció; Korrekció a levágásra: renormálás Futó csatolási állandót bevezetve az elméletet nem kell módosítani Renormálás: végtelenek nélkül is létezik, futó állandók 11 / 65

12 Bevezetés Az elemi részek fizikája Kvantumtérelméletek Térelmélet Lagrange-függvény Szimmetria Elektromágneses kölcsönhatás: U(1), elektromos töltés (QED), csatolás: α QED (kicsi) Gyenge kölcsönhatás: SU(2), gyenge hipertöltés Erős kölcsönhatás: SU(3), színtöltés (QCD), csatolás g avagy α QCD (nem kicsi) Egyesítés: Elektrogyenge elmélet (Salam-Weinberg) Standard modell: SU(3) SU(2) U(1) (nem igazi egyesítés) Számítás: perturbáció-elmélet, ha csatolás kicsi 12 / 65

13 Bevezetés Az elemi részek fizikája A részecskék standard modellje Részecskék: kvarkok és leptonok Kölcsöhatást közvetítők: bozonok részecskék kölcsönhatások közvetítő bozonok Kvarkok Leptonok u c t Erős kh. El-mágn. kh. Gyenge kh. g (erős) d s b γ (e-m) e µ τ Z (gyenge) ν e ν µ ν τ W (gyenge) 13 / 65

14 Bevezetés Az elemi részek fizikája Alapvető részecskék tulajdonságai I Leptonok töltött leptonok (q = ±1): e (511 kev), µ (105.7 MeV), τ (1.777 GeV) neutrínók: ν e (< 2.2 ev), ν µ (< 170 kev), ν τ (< 15.5 MeV) Kvarkok +2/3 töltésűek: u ( MeV), c ( GeV), t (171±2 GeV) 1/3 töltésűek: d (4-8 MeV), s ( MeV), b (4.25±0.15 GeV) és mindegyiknek az antirészecskéje Mezonok (két kvark kötött állapotok) Pszeudoskalár mezonok: π (±, 0), K (±, 0, 0), η, η Vektormezonok: K, ρ (±, 0), ω, φ Mezonok c, d kvarkokkal: D, B, J/Ψ, Υ, etc. Barionok u, d, s kvarkokból: p, n,, Σ, Λ, Ξ, Ω egyebek 14 / 65

15 Bevezetés Az elemi részek fizikája Alapvető részecskék tulajdonságai II 15 / 65

16 Bevezetés Az elemi részek fizikája Alapvető részecskék tulajdonságai III 16 / 65

17 Bevezetés Az elemi részek fizikája Alapvető részecskék tulajdonságai IV 17 / 65

18 Bevezetés Az elemi részek fizikája Alapvető részecskék tulajdonságai V 18 / 65

19 Az Ősrobbanás és a nehézion-fizika kapcsolata Az erős kölcsönhatás Az erős kölcsönhatás története Geiger, Mardsen, Rutherford, 1909: az atommag szerkezete Stern, : a proton és a neutron anomális mágneses momentuma Yukawa, 1934: erős kölcsönhatás, pion-csere Gell-Mann, 1964: kvarkok SU(3) elmélete (u, d, s kvarkok; barion: qqq, mezon: qq) Greenberg, 1964: szín-töltés ( ++ =u u u, Pauli-elv?) Fritzsch, Gell-Mann, Leutwyler, 1972: QCD nem-ábeli mértékelmélet Gross, Wilczek, Politzer, 1973: nem-ábeli mértékelméletek aszimptotikus szabadsága α Ábeli futó csatolás (QED): α(q) = 0 Nem-ábeli futó csatolás (QCD): α(q) = 1 C 1 α 0 log(q/λ) α 0 1+ C 2 α 0 log(q/λ) 19 / 65

20 Az Ősrobbanás és a nehézion-fizika kapcsolata Az erős kölcsönhatás Az erős kölcsönhatás tulajdonságai I Paradoxon: nem látunk szabad kvarkokat A kvarkmodell működik, de furcsa: Nem lehet széthúzni két kvarkot, de egymástól függetlenek: mintha be lennének zárva A nagyenergiás kvarkok szabadon gyorsulnak, mintha kikapcsolna az erős kölcsönhatás Paradoxon: a speciális relativitás és a kvantummechanika is működik Az egyikben tér és idő hasonló, a másikban nagyon különböző Megoldási javaslatok: antirészecskék, virtuális részecskék, árnyékolás A megoldás: kvantumtérelméletek! Árnyékolás virtuális részecske-antirészecske párokkal Speciális esetben anti-árnyékolás: aszimptotikus szabadság Az egyik ilyen speciális eset jól működik: ez a QCD QCD jóslata: gluonok! 20 / 65

21 Az Ősrobbanás és a nehézion-fizika kapcsolata Az erős kölcsönhatás Az erős kölcsönhatás tulajdonságai II Viselkedés: QCD kis távolságon gyenge, nagy távolságon erős; nagy energián gyenge, kis energián erős (a csatolási állandó) V (r) = αs(q) r = α s,0/ log(q 2 /Λ 2 ) r = α s,0/ log(q 2 /Λ 2 ) r = α s,0/ log(1/λr) r 1 F (r) = α s,0 r log(1/λr)r Ez a szabadság (csatolás csökken, erő NEM) GeV környékén megjelenhet - addig nem igazán 21 / 65

22 Az Ősrobbanás és a nehézion-fizika kapcsolata Az erős kölcsönhatás Az erős kölcsönhatás tulajdonságai III 22 / 65

23 Az Ősrobbanás és a nehézion-fizika kapcsolata Az erős kölcsönhatás Az erős kölcsönhatás tulajdonságai IV 23 / 65

24 Az Ősrobbanás és a nehézion-fizika kapcsolata Az Univerzum története Az Univerzum története I 24 / 65

25 Az Ősrobbanás és a nehézion-fizika kapcsolata Az Univerzum története Az Univerzum története II Planck éra (10 43 mp): Planck-skála, semmit sem tudunk GUT éra (10 35 mp): erős kölcsönhatás leválása előtt Elektrogyenge éra (10 10 mp): gyenge kölcsönhatás leválása előtt Antianyag kora (0.001 mp): anyag és antianyag egyszerre Nukleoszintézis (3 perc): antianyag eltűnik, protonok létrejönnek Atommagok kora ( év): hidrogén és hélium plazma Atomok kora (1 milliárd év): atom-felhők, végén első galaxisok létrejötte Galaxisok kora (mostanáig): csillagok, galaxisok és klaszterek 25 / 65

26 Az Ősrobbanás és a nehézion-fizika kapcsolata Nehézionfizika Részecskegyorsítók Katódsugárcső, röntgen Van de Graaff, Cockroft-Walton Lineáris (pl SLAC, 3 km) Tandem: negatív ion majd pozitív (elektronok leszakítása) Ciklotron (pl Berkeley): két D alak, gyorsulás közöttük, állandó B, állandó frekvencia, p 15 MeV-ig (rel. eff.) Szinkrociklotron: relativisztikus effektusra korrigál a frekvenciával. Izoszinkron ciklotron: növekvő mágneses térrel korrigál. Betatron: Váltakozó mágneses tér váltakozó elektromos gyorsító tér Szinkrotron: elemről-elemre váltakozó vonzó/taszító erő. Energia-limit: szinkrotron-sugárzás Tárológyűrű: csak a sugárzási veszteség pótlása 26 / 65

27 Az Ősrobbanás és a nehézion-fizika kapcsolata Nehézionfizika Kísérleti helyszínek CERN SPS: 1976, 7 km, 400 GeV (rögzített), 1983: W és Z bozonok felfedezése, Nobel-díj; : nehézion-ütközések. Bevatron: 1954, 114 m, 6 GeV, 1955: antiproton felfedezése, Nobel-díj. AGS: 1960 óta, 800 m, 33 GeV, 1976: J/Ψ és c kvark, 1980: CP-sértés (K 0 bomlásban), 1988: ν µ felfedezése, Nobel-díjak. Tevatron: 1983, 6.3 km, 1 TeV, 1995: t kvark CERN LHC: 2008, 27 km, 7 TeV BNL RHIC: 2000, 4 km, 500 GeV 27 / 65

28 A RHIC RHIC I Előgyorsítás: Van de Graaff 15 MV, (1 MeV, +32) vagy Linac (200 MeV) Booster Szinkrotron (95 MeV, +77) 28 / 65

29 A RHIC RHIC II AGS (9 GeV, +79) Két gyűrű ( kék és sárga ) 6 metszési pont 1740 szupravezető mágnes proton, deuteron, arany, réz fénysebesség %-a tkp-i energia: s NN = 200 GeV (500 GeV protonokra) Luminozitás cm 2 s Polarizált protonok is (szibériai kígyók) Kísérletek: STAR (Solenoidal Tracker At RHIC): 1200 tonna, Time Projection Chamber, sok hadron észlelése; 12 ország, 46 intézmény, 550 résztvevő 29 / 65

30 A RHIC RHIC III PHENIX (Pioneering High Energy Nuclear Interactions experiment): sok különbozö detektor, 4000 tonna; elektronok, müonok, fotonok, hadronok vizsgálata, eseménykarakterizáló detektorok; 14 ország, 69 intézmény, 600 tag. PHOBOS: kisebb szilikon detektorok sok szögtartományban (nagy rapiditásnál), sok esemény vizsgálata, ritkák keresése, pl fluktuációk vizsgálata; 3 ország, 12 intézmény, 2006-ig. BRAHMS (Broad Range Hadron Magnetic Spectrometer): 2 keskeny szögtartományú, de távoli spektrométer, töltött hadronok precíz mérése; 51 résztvevő 14 intézményből, 2006-ig. Fejlesztési tervek: RHIC-II (nagyobb lumin.), e-rhic (10 GeV e+p) Félelmek: fekete lyuk, valódi vákuum 30 / 65

31 A PHENIX PHENIX I 31 / 65

32 A PHENIX PHENIX II 32 / 65

33 Mérhető mennyiségek Mérhető mennyiségek I Amit mérünk: trackek - részecskék; pálya metszéspontjai egyes detektorokon Impulzus, töltés, tömeg (repülési időből), leadott energia (elektronra, fotonra) dn Publikált mennyiségek közül az első: töltött részecskék száma, Invariáns impulzus-eloszlás: N 1 (p) = d3 n d 3 p 3D Részecskék forrása, keletkezési valószínűsége: S(x, p); ebből N 1 (p) = S(x, p)d 4 x 1D mennyiség: y = 0-nál (vagy y szeletekben), φ-re integrálva: p t függvényében Másik lehetőség: dn dy y függvényében (PHOBOS, BRAHMS) dy y=0 33 / 65

34 Mérhető mennyiségek Mérhető mennyiségek II 34 / 65

35 Mérhető mennyiségek Glauber modell I Centralitás függvényében: Glauber modell Nukleon-nukleon ütközések d < σ nn /π impakt paraméter esetén, σ nn = 42 mb Ütközési valószínűség Heaviside, esetleg bonyolultabb Sűrűségprofil: ρ(z, s) = ρ 0 1 R = 6, 38 fm, a = 0.54 fm 1+exp( r R a ) (r = z 2 + s 2, Woods-Saxon), Szimuláció: Monte-Carlo (Metropolisz algoritmussal P eloszlás generálása: véletlen pont, elfogadva, ha P new /P old nagyobb egy véletlen számnál) Gyakran használt mennyiségek: N coll, N part Átfedési függvény: T AB = N coll /σ nn T A (s) = dzρ(z, s), T AB (b) = d 2 st A (s)t B (b s) 35 / 65

36 Mérhető mennyiségek Glauber modell II σ AB = d 2 b (1 [1 σ nn T AB ] AB) N coll (b) = AB d 2 st A (s)t B (s b)σ nn N part (b) = A d 2 st A (s) (1 [1 σ nn T AB ] AB) Excentricitás: ɛ = y 2 x 2 y 2 + x 2 36 / 65

37 Mérhető mennyiségek Glauber modell III 37 / 65

38 Mérhető mennyiségek Spektrumok, hányadosok I Transzverz impulzus függvényében: részecske-hányadosok: produkciós mechanizmusról árulkodnak Spektrumok alakja, meredeksége: hidrodinamika! Rapiditás-eloszlás: Björken-hidrodinamika (boost-invariáns, nem gyorsuló modell) jóslata: ɛ 0 = Et dn R 2 πτ 0 dη 0 38 / 65

39 Mérhető mennyiségek Spektrumok, hányadosok II 39 / 65

40 Mérhető mennyiségek Spektrumok, hányadosok III 40 / 65

41 Mérhető mennyiségek Spektrumok, hányadosok IV 41 / 65

42 Mérhető mennyiségek Nukleáris modifikáció I Centrális esetek eredménye összehasonĺıtva periférikussal, vagy proton-proton ütközésekkel? Nukleáris modifikációs faktor R AA, ellenpróba: R da Cronin effektus: 2-6 GeV/c között, partonszóródás miatt 42 / 65

43 Mérhető mennyiségek Nukleáris modifikáció II 43 / 65

44 Mérhető mennyiségek Nukleáris modifikáció III 44 / 65

45 Mérhető mennyiségek Nukleáris modifikáció IV 45 / 65

46 Mérhető mennyiségek Folyás, korrelációk I Spektrum Fourier-komponensei v n = 2π N 0 1(p) cos(nφ)dφ 2π N 0 1(p)dφ dn N 1 (p) = dp z p = tdp tdφ Eltérés a szférikus szimmetriától dn dp z p tdp t2π (1 + 2 n v n cos(nφ)) 46 / 65

47 Mérhető mennyiségek Folyás, korrelációk II Kétrészecske-spektrum? Korrelációs függvények! Definíció: C 2 (p 1, p 2 ) = N2(p1,p2) N 1(p 1)N 1(p 2) Áttérünk az impulzus-különbségre: q = p 1 p 2, p = (p 1 p 2 )/2 47 / 65

48 Mérhető mennyiségek Folyás, korrelációk III Egyszerű modellek alapján: C(q, p) = 1 + S(q,p) 2, ahol S(0,p) S(q, p) = S(x, p)e iqx d 4 x Bevezetve a mag-glória modellt: λ = S c (x, k)/s(x, p) és S(x, k) = S c (x, p) + S h (x, p), Innen N(p) = d 4 xs(x, p) = N c (p) + N h (p) Sc (q,p) Ekkor C(q, p) = 1 + λ 2 S c (0,p) Paraméterezve: C(q) = 1 + λ e R2 µν qµ q ν 1D: q inv = (p 1 p 2 ) 2, vagy Bertsch-Pratt: out-side-long Korrelációs sugarak: R out, R side, R long, 1. rendű fázisátalakulás: R out > R side RHIC HBT Puzzle 48 / 65

49 Mérhető mennyiségek Folyás, korrelációk IV 49 / 65

50 Mérhető mennyiségek Folyás, korrelációk V 50 / 65

51 Hidrodinamika Ultra-relativisztikus nehézion-ütközés téridőbeli lefolyása Bejövő nehézionok Forró, sűrű, nagynyomású anyag termalizáció, robbanás, hűlés Kifagyás: hadronok megjelenése; termikus kifagyás: interakció vége Lapultság megfordulása 51 / 65

52 Hidrodinamika Hidrodinamikai előzmények Fermi: Since the interactions of the pion field are strong, we may expect that rapidly this energy will be distributed among the various degrees of freedom present in this volume according to statistical laws. Landau: The defects of Fermi s theory arise mainly because the expansion of the compound system is not correctly taken into account... (The) expansion of the system can be considered on the basis of relativistic hydrodynamics. Fermi (1950): kollektív leírás; Landau (1953): relativisztikus hidrodinamika; Hwa és Björken ( ): analitikus megoldás 52 / 65

53 Hidrodinamika Nemrelativisztikus hidrodinamika Nemrelativisztikus hidrodinamika I Alapegyenletek: t n + (vn) = 0 (lokális anyagmegmaradás, kontinuitás), (1) t v + (v )v = p (lokális impulzus-megmaradás, Euler), (2) mn t ɛ + (ɛv) = p v (lokális energia-megmaradás). (3) Állapotegyenlet: ɛ = κp Hőmérsékletet: p = nt Feltevések: henger-, axiális-, gömb- vagy ellipszoidális szimmetria Ellipszoid X, Y, Z időfüggő nagytengelyekkel skálaváltozó: s = r 2 x X 2 + r 2 y Y 2 + r 2 z Z 2 53 / 65

54 Hidrodinamika Nemrelativisztikus hidrodinamika Nemrelativisztikus hidrodinamika II Megoldás n = X 0Y 0 Z 0 ( XYZ exp s ), (4) 2 ) (Ẋ v = X r Y x, Y r Z y, Z r z, (5) A megoldás alapján Boltzmann-eloszlás: ] f (x, p, t) n(x, t) exp. ( ) X0 Y 0 Z 1/κ 0 T = T 0. (6) XYZ [ (p mv(x,t)2 2mT (x,t) Ütközésmentes Bolztmann-egyenlet: ( t + v )f (x, p, t) = S(x, p, t) az eloszlás forrása S(x, p, t). Feltevés a kifagyásra: S(x, p, t) δ(t t 0 ). 54 / 65

55 Hidrodinamika Nemrelativisztikus hidrodinamika Nemrelativisztikus hidrodinamika III Ekkor S(x, p) n(x, t 0 ) exp Ebből megfigyelhető mennyiségek: [ [ (p mv(x,t 0) 2 2mT (x,t 0 ) p2 x N 1 (p) exp, (7) 2mT x 2mT y 2mT z [ ] dn 2πp t dp t dy I 0 (w) exp p2 t, (8) y=0 2mT eff ] v 2 (p t ) = I 1(w) I 0 (w), (9) ( ahol T x = T 0 + mẋ 2 és w = p2 t 1 4m t T y 1 T c ), illetve ( ) T eff = Tx Ty p2 y p2 z ] 55 / 65

56 Hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika Sebességmező u µ, energia-impulzus tenzor T µν = wu µ u ν g µν p, ahol w = ɛ + p az entalpia. Egyenletek: µ (u µ n) = 0 illetve ν T µν = 0. Ennek u µ -re merőleges és vele párhuzamos komponensei: Megoldások: bonyolultak w ν u ν = u µ µ ɛ (10) wu ν ν u µ = (g µν u µ u ν ) ν p (11) 56 / 65

57 Hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika Landau-Khalatnikov megoldás Cikk: 1954 T (x, t) hőmérséklet és Ω(x, t) rapiditás u µ = (cosh Ω(x, t), sinh Ω(x, t)) sebességmező Implicit megoldás: t = χ T cosh Ω 1 χ sinh Ω T Ω (12) t = χ T sinh Ω 1 χ cosh Ω T Ω (13) χ(ω, T ) bonyolult függvény implicit megoldás 57 / 65

58 Hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika Hwa-Bjorken megoldás Bjorken: 1984; Hwa: 1975 Rindler-koordináták: t = τ cosh η, x = τ sinh η. Fordítva: η = artanh x t, τ = t 2 x 2. Longitudinális boost-invariancia: ɛ(τ), p(τ), n(τ). u µ = xµ τ v = x t nem gyorsuló ( τ n = n 0 0 τ, T = T τ0 ) 1 τ 0 τ. ɛ = κp = κnt. Nem gyorsuló! 58 / 65

59 Hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika 3D relativisztikus megoldás Csörgő, Csernai, Hama, Kodama, 2003 Skálaparaméter: s = r 2 x X 2 + r 2 Y Y 2 + r 2 z Z 2 ; X (t),... Ehhez folyási kép: v x = r x Ẋ X stb. u µ = xµ τ v x = rx t X (t) = Ẋ 0 t. n(t, r) = n 0 ( τ0 τ ) 3 ν(s) T (t, r) = T 0 ( τ0 τ ) 3/κ 1 ν(s) Állapotegyenlet: p = nt, ɛ = κp. Nem gyorsuló! 59 / 65

60 Hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika Gyorsuló relativisztikus megoldás d dimenzió, Rindler koordináták, lásd fent! v = tanh λη. λ: gyorsulási paraméter, λ = 1: Björken ( p = p τ0 ) λd κ+1 ( κ 0 τ cosh η (d 1)φλ 2) Állapotegyenlet: ɛ = κp A megoldások osztályai: Eset λ d κ φ λ (a) 2 R d 0 1 κ+1 (b) 2 R 1 κ 3 (c) 2 R 4d 1 κ+1 3 κ (d) 1 R R 0 (e) R (d) Björken, többi gyorsuló, tetszőleges gyorsulás csak (e)-ben Tetszőleges állapotegyenlet csak (d)-ben; tetszőleges dimenzió (a)-(d)-ben 60 / 65

61 Hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika Interpolátor: Buda-Lund I Hiányzik: ellipszoidális gyorsuló tetszőleges állapotegyenletű relativisztikus Bármelyik három teljesíthető, de mind a négy nem. A fenti megoldások közötti interpolátor: Buda-Lund modell! Rezonanciák kezelésére mag-glória modell feltevése: Az emissziós függvény definíciója: S(x, p) = S c (x, p) + S h (x, p), és (14) S c (x, p) = λ S(x, p). (15) S c (x, p)d 4 x = g p µ d 4 Σ µ (x) (2π) 3. (16) B(x, p) + s q 61 / 65

62 Hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika Interpolátor: Buda-Lund II A Boltzmann-faktor: B(x, p) = exp ( p ν u ν (x) T (x) µ(x) ). (17) T (x) A fluxus (Cooper-Frye féle tényező, ahol d 4 Σ µ a kifagyási felület vektormértéke): A kifagyás időbeli eloszlása: H(τ) = p µ d 4 Σ µ (x) = p µ u µ (x)h(τ)d 4 x. (18) 1 (2π τ 2 exp ) 1/2 ( (τ τ 0) 2 2 τ 2 ). (19) 62 / 65

63 Hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika Interpolátor: Buda-Lund III A sebességmező és a hozzátartozó skála-paraméter (bevezetve sinh η x = r x Ẋ X -t): s = cosh η x 1 + cosh η y 1 + cosh η z 1, (20) Ẋf 2 Y f 2 Z f 2 u µ = (γ, sinh η x, sinh η y, sinh η z ). (21) A fugacitási faktor: µ(x) T (x) = µ 0 T 0 s (22) 63 / 65

64 Hidrodinamika Relativisztikus hidrodinamika Interpolátor: Buda-Lund IV A hőmérséklet-eloszlás: 1 T (x) = 1 ( 1 + T 0 T s T 0 T s ) ( s 1 + T 0 T e (τ τ 0 ) 2 ) T e 2 τ 2, (23) bevezetve a hőmérséklet időbeli és térbeli inhomogenitására jellemző a 2 = T 0 T s T = és (24) T s T r d 2 = T 0 T e T = faktorokat, (25) T e T ahol T s a hőmérséklet a tűzgolyó felszínén, T e pedig középen, az emisszió végénél. Ez az interpolátor jól leírja az adatokat (szimultán az összeset). t 64 / 65