Fizyka cząstek elementarnych

Fizyka cząstek elementarnych
Tadeusz Lesiak
1
WYKŁAD VIII
Chromodynamika
kwantowa
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
2
Uzupełnijmy funkcję falową barionów…
„Pełna” funkcja falowa hadronu:
Problem: ta funkcja falowa jest w pełni symetryczna; przykłady stanów:
Na ratunek przychodzi hipoteza koloru (Greenberg 1964 r.)
Każdy kwark niesie ze sobą nie tylko zapach, ale ma jeszcze jedną, dodatkową cechę
(liczbę kwantową) zwaną kolorem (colour); może ona występować w trzech stanach:
czerwonym (r; red), zielonym (g, green) oraz niebieskim (b, blue).
Prawie proroctwo: kolor jest podstawową liczbą kwantową chromodynamiki kwantowej, QFT
opisującej oddziaływania silne.
Jak Greenberg wyjaśnia za pomocą koloru problem spinowo-statystyczny?
Trzy stany koloru tworzą tryplet względem dokładnej (w 100% zachowanej symetrii SU(3) –
odrębnej i niezależnej w stosunku do zapachowej SU(3):
 Dla mezonów kolorowa funkcja falowa
w stanie singletowym jest symetryczna:
 Dla barionów antysymetryczna;
  całkowita f.f. barionu:
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
Antysymetryczna !!!
3
Kolor – nowa liczba kwantowa
Liczba kwantowa koloru spełnia te same relacje jak
system barw (RGB) kolorowego monitora.
Ważna różnica:
W przyrodzie nie obserwuje się stanów ‘kolorowych’ tylko białe (są singletami kolorowymi):
kolor niosą tylko kwarki; wtedy bariony białe np. proton (uud); mezony np. +: (ud).
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
4
Chromodynamika kwantowa (QCD)
 QCD (Quantum chromodynamics) – kwantowa teoria pola opisująca oddziaływania silne
 Jest, tak samo jak jej starsza siostra QED (opisująca elektromagnetyzm)
teorią z symetria cechowania
 QED jest oparta o grupę symetrii U(1), QCD o bogatszą grupę SU(3).
 SU(3) – ‘bogatsza’  znaczne różnice we własnościach elektromagnetyzmu (EM)
i oddziaływań silnych (ST, strong), mimo iż obie teorie wyrastają z jednego pnia
 Elementarne akty oddziaływania:
EM: wymiana fotonów między cząstkami obdarzonymi ładunkiem lub momentem magn. ST:
wymiana gluonów między kwarkami obdarzonymi kolorem (zachowanym ładunkiem pola
chromomagnetycznego, występującym w trzech stanach + anty kolory)
 Na poziomie elementarnych oddziaływań QCD wygląda na „silniejszą” siostrę QCD
 Nośniki oddziaływań to w obu przypadkach bezmasowe
bozony wektorowe (spin-parzystość JP = 1-)
 Ważna różnica: gluony mogą oddziaływać silnie z innymi gluonami
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
5
Chromodynamika kwantowa (QCD)
 Samooddziaływanie gluonów wynika z nie abelowości grupy SU(3);
fotony nie oddziałują ze sobą gdyż grupa U(1) jest abelowa (przemienna).
 Foton jest jeden, gluonów jest osiem (tyle ile generatorów grup U(1) i SU(3); 3x3=9, ale
dziewiąty gluon odpowiada brakowi zmian koloru: rr, bb, gg).
 Kolorowe funkcje
falowe gluonów:
 Nośniki sił EM i ST są pozbawione masy  zasięg obu oddziaływań powinien być
nieskończony; tymczasem dla ST jest on rzędu 1 fm.
 Ilościowa (ale jakże ważna) różnica w wartości stałych sprzężenia obu oddziaływań:
EM ≈ 1/137  doskonałe pole zastosowań rachunku zaburzeń,
S ≈ 0.1 – 1  rachunek zaburzeń nie działa w wielu konkretnych procesach ST.
 „Pokolorujmy” choćby najprostsze oddziaływanie silne (diagram Feynmana):
Zwykle „kolorowy” aspekt
diagramów Feynmana jest
pomijany w ich rysowaniu
(ale nie w rachunkach).
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
6
QCD jako teoria
z lokalną symetrią cechowania
 Na początek globalna transformacja cechowania
w świecie kwarków i gluonów np. zamiana r  g
wszędzie tzn. np. w jednym hadronie.
 Nic się nie zmienia – hadron pozostaje „biały”.
 Teraz lokalna transformacja cechowania: zamiana
jednego, konkretnego kwarka A czerwonego na zielony.
 Hadron przestaje być biały a jednocześnie kolor nie
został zachowany!!!
 Hadron można wybielić „każąc” kwarkowi A wysłać
w kierunku C gluon o kolorach rg
 Podczas absorpcji gluonu przez kwark C, kolory g
i g się kasują i pozostaje efektywnie tylko r.
 Hadron staje się biały, kolor się zachowuje, a jednocześnie lokalne cechowanie prowadzi
do pojawienia się siły: nowego pola gluonowego, które przeniosło ładunek kolorowy.
Lokalna transformacja koloru = wymiana gluonów = siła silna
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
7
Podstawowe procesy QCD
 Kolorowe czynniki Casimira (wynikają z symetrii SU(3)).
 Ważny morał: sprzężenie gluon-gluon
jest silniejsze niż kwark-kwark czy
kwark-gluon (gluony najchętniej
oddziałują z innymi gluonami).
 Bardzo ważne diagramy, nieobecne
w elektromagnetyzmie:
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
8
Stała sprzężenia oddziaływania silnego
 Oddziaływanie cząstek = oddziaływanie ich ładunków (e.m., silnych i słabych).
 Stała sprzężenia (coupling constant) = kwadrat ładunku = miara „siły” oddziaływania.
 Obecność kwantowej próżni  stała sprzężenia staje się „biegnąca”
(running coupling constant) tzn. jej wartość zależy
od odległości z jakiej obserwujemy ładunek.
 Najprostszy przykład: zjawisko polaryzacji próżni
(vacuum polarization) w QED:
 Obecność rzeczywistej cząstki X np. o ładunku
dodatnim powoduje, że pary wirtualnych cząstek
naładowanych wokół niej polaryzują się (ujemne są
bliżej, dodatnie dalej).
 Efektywny (widziany przez obserwatora) ładunek Q
cząstki X zmniejsza się w stosunku do przypadku bez
próżni kwantowej oraz zaczyna zależeć od odległości
R cząstka X -obserwator: R = ∞  Q = 0,
R = 0  Q = ∞.
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
9
Stała sprzężenia oddziaływania silnego
Podobna zależność dla
oddziaływań słabych
Przeciwne zachowanie
dla oddziaływań silnych
– anty-ekranowanie
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
10
Biegnąca stała sprzężenia QCD
 Wykład I: stała sprzężenia oddziaływania zależy od skali odległości
(energii).
 Elektromagnetyzm: ładunki elektryczne są ekranowane (screening)
wskutek istnienia diagramów polaryzacji próżni;
stała sprzężenia rośnie gdy odległość maleje.
 Analogiczny wkład dają polaryzujące próżnię diagramy dla kwarków:
chmura wirtualnych par kwark-antykwark wokół niosącego kolor kwarka
daje ekranowanie: ładunek kolorowy rośnie odwrotnie proporcjonalnie
do skali odległości.
 Samooddziaływanie gluonów oznacza jednak, że jest drugi, gluonowy
przyczynek do polaryzacji próżni dla oddziaływań silnych.
 Diagramy z pętlami zawierającymi gluony dają anty-ekranowanie: (antiscreening) przyczynek od nich oznacza że ładunek kolorowy wydaje się
coraz słabszy w miarę jak się do niego zbliżamy – niezgodne ze
„zdrowym rozsądkiem”.
 Wpływ wirtualnych gluonów jest silniejszy od wirtualnych kwarków.
T.Lesiak
efektywnie Fizyka
w QCD
obowiązuje
anty-ekranowanie
cząstek
elementarnych
11
Biegnąca stała sprzężenia QCD
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
12
Biegnąca stała sprzężenia QCD
 Zależność stałej sprzężenia od energii (odległości) można dla danej QFT wyliczyć stosując
metody grupy renormalizacji.
 Dla chromodynamiki kwantowej QCD:
 NC (= 3) – liczba stanów koloru; Nf(=6) – liczba stanów zapachu; dopóki Nf < 17  0 >0
i mamy anty-ekranowanie.
1fm).
 QCD ≈ 200 MeV – najważniejsza stała przyrody w QCD (wykład I: 200MeV
 Dla QQCD, S 1 i załamuje się rachunek perturbacyjny.
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
13
Asymptotyczna swoboda
i uwięzienie w QCD
Ewolucja stałej sprzężenia QCD mówi nam że:
Stała sprzężenia jest mała (np. 0.1) dla małych
odległości (poniżej 1 fm) albo równoważnie dla
skali energii powyżej 200 MeV
 perturbacyjna QCD (PQCD).
Stała sprzężenia staje się duża
(co najmniej ≈ 1)
dla odległości powyżej 1 fm
(energii mniejszych niż 200 MeV)
 nie-perturbacyjna QCD (NPQCD).
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
14
Asymptotyczna swoboda
i uwięzienie w QCD
Asymptotyczna swoboda (asymptotic freedom):
kwarki i gluony na małych odległościach (mniejszych lub równych od rozmiaru hadronu)
zachowują się prawie jak cząstki swobodne;
ich oddziaływanie silne jest „słabe”,
a w każdym razie poddaje się podejściu perturbacyjnemu:
Uwięzienie (confinement):
na dużych odległościach (większych lub równych niż rozmiar hadronu) siła silna rośnie
tak bardzo, że niemożliwe staje się wyrwanie pojedynczego kwarka(gluonu) z hadronu;
 zależność S od odległości wymusza obserwowany przez nas fakt, że tylko
„białe” hadrony widać w przyrodzie; podejście perturbacyjne niemożliwe.
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
15
Jak silna może być siła silna ?
Oddziaływanie silne można opisać (patrz: kwarkonia) za pomocą potencjału:
Zgodność z doświadczeniem uzyskuje się dla:
Obliczmy jaka siła działa między kwarkami:
Dla „dużych” odległości ważny jest tylko drugi człon, tzn.
Dla r > 1 fm V(r) / r
 energia zgromadzona w polu chromomagnetycznym na jednostkę odległości jest stała.
 Aby odseparować dwa kwarki(gluony) na nieskończoną odległość potrzeba im dostarczyć
nieskończonej energii (inne sformułowanie uwięzienia).
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
16
Uwięzienie: model struny
Pole dipola między ładunkiem elektrycznym
dodatnim i ujemnym w EM
Pole dipola między ładunkiem kolorowym
kwarka i antykwarka w ST 
 Dla QCD pole dipola jest spłaszczone do tuby.
Za spłaszczenie odpowiada samooddziaływanie gluonów; przyciągają się
one nawzajem i zwężają pole kolorowe do tuby inaczej STRUNY (string).
Struna ma pewne napięcie (stała k potencjału).
Energia zawarta w polu struny jest proporcjonalna do jej długości.
Co w takim obrazie z dzieje się z parą kwark-anty kwark np. powstała w:
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
17
Uwięzienie: model struny
W miarę jak kwarki oddalają się od siebie, energia
zgromadzona w polu (strunie) rośnie liniowo aż w
końcu staje się większa niż 2mq
Wtedy struna „pęka” i w miejscu pęknięcia
(E=mc2) materializuje się druga para kwark
– anty kwark  teraz są dwie struny etc.
Koniec takiego kaskadowego pękania gdy żadna ze strun
nie ma już dostatecznej energii aby dalej pękać  proces hadronizacji
(zamiany kwarków w hadrony).
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
18
Hadronizacja: strumienie (jety)
Jeśli „pierwotny” kwark ma wystarczająco dużo energii-pędu
to pękanie struny oraz
hadronizacja będzie
odbywać się
wzdłuż kierunku
jego ruchu.
Powstałe w wyniku hadronizacji cząstki pojawią się w
aparaturze w postaci wewnątrz stożka jako strumień (jet).
W ten sposób w detektorach HEP można „zobaczyć kwarki”
Istnieje wiele algorytmów, które w oparciu o cztero-pędy cząstek stanu końcowego podają
jak bardzo „jetopodobny” jest przypadek pojedynczego zderzenia.
Chyba najbardziej znany jest
thrust:
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
19
Od kwarków do hadronów
1
1. Proces elektrosłaby e+e-Z, zmierzający
2
3
4
D0
do wytworzenia pary kwark- anty kwark
(obliczenia dokładne).
Kπ+
-
π
Hadronization
e-
Z
e
π0
γ
γ
+
2. Kaskada partonowa (parton shower) q qg, ggg etc.
*+
D0
D
Obliczenia PQCD dopóki energia partonów nie spadnie
poniżej
+
pewnej wartości (cutoff).
π
3. Hadronizacja (hadronization) kwarków i gluonów do hadronów; proces
NPQCD, zachodzi z prawdopodobieństwem 1.
4. Rozpady nietrwałych hadronów (modele fenomenologiczne).
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
20
Jak „zobaczyć” gluony ?
 QED: fotony są wszędzie, można je wykrywać za
pomocą naszych zmysłów i aparatury
 QCD: gluonów nie widać bezpośrednio ze względu na
uwięzienie; można je zobaczyć jako dodatkowy
(trzeci) dżet
 Kwarki i gluony nie hadronizują w ten sam
sposób  dżety gluonowe są na ogół
(statystycznie) szersze oraz zawierają
więcej cząstek; średni pęd cząstek niższy
w stosunku do strumieni kwarkowych
 Rozkład kątowy dżetu gluonowego zależy od
jego spinu.
QCD,
gluony wektorowe
QCD,
gluony skalarne
 Eksperyment potwierdza spin-1
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
21
Jak „zobaczyć” gluony ?
Łamanie skalowania Bjorkena
Wróćmy na chwile do głęboko nieelastycznego
rozpraszania elektron-nukleon i podnieśmy
jeszcze pęd elektronu-sondy:
W końcu kwark zaczyna być „widziany” jako obiekt
złożony – efekt emisji gluonu przez kwark.
Łamie się skalowanie:
F2 / log Q2 – taka sama zależność jak dla s
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
Pierwsze eksperymenty,
które wykryły skalowanie
22
Jak zobaczyć
„samooddziaływanie gluonów ?
 Jeśli gluony samooddziałują  możliwe są
wierzchołki trój- i cztero-glunowe:
 Ich obecność może modyfikować rozkłady kątowe np.
przypadków cztero-dżetowych:
1
2
1-4, nie abelowe
4
3
1-3, abelowe
 Np. Kąt Zerwasa-Bengtssona:
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
23
Jak „zobaczyć” trzy kolory ?
1. Istnienie -, -, ++
antysymetryczna
2. Rozpad 0 
„Diagram trójkątny”.
Każdy stan koloru daje osobną amplitudę
dla ustalonego zapachu. Częstość rozpadu
(rate) jest proporcjonalna do kwadratu
amplitudy.
3. Rozpady leptonu 
Częstości rozpadów (branching fractions Br)
zależą od ilości kolorów
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
24
Jak „zobaczyć” trzy kolory ?
4. Parametr R

Przekrój czynny na anihilację elektron-pozytron do pary mionów można wyliczyć
„na palcach”, choćby z rozważań wymiarowych:
 Kwarki są także punktowymi fermionami
 ich oddziaływanie elektrosłabe powinno być takie samo jak dla mionów.
 Jedyna różnica: ładunek mionu =± 1, ładunek kwarku = ±2/3, ±1/3
 Można zatem określić wygodny stosunek przekrojów czynnych:
Suma biegnie po wszystkich zapachach kwarków,
które mogą się wytworzyć parami przy zadanej energii w środku masy.
Parametr R zmierzono wiele razy w szerokim zakresie energii w środku
masy różnych zderzaczy elektron-pozytron. Wynik  następny slajd.
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
25
Jak „zobaczyć” trzy kolory ?
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
26
Jak „zobaczyć” trzy kolory ?
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
27
Jak „zobaczyć” biegnącą
stałą sprzężenia αs ?
 Można to zrobić na wiele sposobów i przy różnych skalach energii.
 Podstawowa zasada: obserwabla, która jest dostępna doświadczalnie musi być
także policzalna w ramach QCD i to nie tylko w najniższym, ale też co najmniej
pierwszym rzędzie rachunku zaburzeń:
Przykład 1: stosunek R
 Jeśli uwzględnić diagram z
radiacją gluonu 
R-mierzymy 
pomiar S
Przykład 2: frakcja przypadków trój-dżetowych
 Wystarczy „policzyć” ile jest przypadków 3dżetowych względem 2-dżetowych:
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
28
Jak „zobaczyć” biegnącą
stałą sprzężenia αs ?
Przykład
Dla E=90 GeV (zderzacz LEP1);
Wyjaśnienie tej zależności = wielki triumf QCD
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
Błąd tego pomiaru jest w ponad
95% zdominowany przez
niepewności teoretyczne.
29
Fizyka jądrowa w ujęciu QCD
Fizyka jądrowa:
 oddziaływanie jądrowe między nukleonami polega na wymianie pionów
 Można je opisać za pomocą potencjału Yukawy
 W takim ujęciu zasięg siły silnej / m-1:
Chromodynamika kwantowa:
 oddziaływanie jądrowe to szczątkowe (residual)
oddziaływanie silne-kolorowe; to ta jego resztkowa
część, która „wycieka” poza hadron i może sięgnąć do
sąsiedniego nukleonu
 Analogia: resztkowe oddziaływanie elektromagnetyczne
„wyciekające” poza atom jest odpowiedzialne za
wiązanie atomów w molekuły
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
30
Chromodynamika kwantowa na sieciach
Analityczne lub perturbacyjne rachunki QCD są często nie do wykonania,
ze względu na wysoce skomplikowaną naturę siły silnej.
Można je natomiast dla wielu problemów wykonać numerycznie
zakładając przybliżenie przestrzeni dyskretnej (lattice QCD).
Typowo oczko sieci ma rozmiary a ≈005 fm
Objętość obszaru rachunków L3 ≈ 3 fm3
 np. 483 x 96 punktów do rachunków.
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
31
Chromodynamika kwantowa na sieciach

Kwarki mogą skokowo propagować się między oczkami sieci.

Gluony działają jak klej – wiązania między kwarkami.
 Typowo potrzeba co najmniej 10Gb pamięci oraz 1Tflop mocy obliczeniowej
(desktop PC  1Gflop).
 Wynik fizyczny po wykonaniu rachunku powstaje poprzez przejście do
granicy a0, L1
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
32
Lagrangian QCD

Ten stosunkowo prosty i zapisany w zwartej formie lagrangian stoi
za wielkim bogactwem struktur QCD;





Skomplikowane widmo masy hadronów
Uwięzienie i asymptotyczna swoboda
Zaskakujący diagram fazowy  plazma kwarkowo-gluonowa
Bogactwo (1) topologii próżni; łamanie symetrii CP w oddziaływaniach silnych;
symetria chiralna, etc…
Bogactwo to w znacznym stopniu determinuje grupa symetrii QCD – SU(3)
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
33
Masy: goła i ubrana
Dwa rodzaje masy:
Goła (Bare) – pojawia się w QFT jako wielkość proporcjonalna do odpowiedniej
kombinacji pól – odpowiadała by samotnej cząstce podążającej przez
czasoprzestrzeń „bez wirtualnej chmury”
Ubrana, konstytuentna (Constituent dressed) – ta, która wychodzi z obliczeń
uwzględniających masy hadronów, wówczas gdy kwarki uznać za ich budulec –
uwzględnia chmurę:
Ubrana >> goła  jesteśmy zbudowani z niemal czystej energii
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
34
Co to jest plazma
kwarkowo-gluonowa ?
solid
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
liquid
vapor
35
Co to jest plazma
kwarkowo-gluonowa ?
Ten gaz = nowy stan
materii zwany:
Plazma kwarkowogluonowa (QuarkGluon Plasma QGP)
T.Lesiak
Temperature
Podgrzejmy ciecz nukleonową
i/lub skompresujmy ją do wysokiej
gęstości
 może przejdzie ona w stan gazu
swobodnych kwarków i gluonów
Tc
Early universe
Analogia: jądro atomowe
= ciecz nukleonów
quark-gluon plasma
hadron gas
nucleon gas
nuclei
0
Fizyka cząstek elementarnych
net baryon density
36
Gdzie szukać QGP ?
1. We wczesnym Wszechświecie
t ~ 1s; T=1014 K
2. We wnętrzach gwiazd
neutronowych
Gwiazda neutronowa =produkt wybuchu
supernowej = gigantyczne jądro atomowe
o promieniu ≈ 10km, złożone z 1057
neutronów.
Gęstość jej rdzenia ~ 10 razy większa
od gęstości „zwykłych” jąder atomowych.
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
37
Gdzie szukać QGP ?
3. W symulacjach komputerowych
chromodynamiki kwantowej
na sieciach
Tc ~ 150  200 MeV
 c ~ 0.7 GeV / fm 3
4. W zderzeniach relatywistycznych ciężkich jonów (heavy ions) np. Au+Au;
zderzacz RHIC, Brookhaven
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
38
Podstawowa terminologia
zderzeń ciężkich jonów
Widzowie
Spectators
Uczestnicy
Uczestnicy
Participants
Participants
 Liczba uczestników:
2 → 394
 Liczba binarnych zderzeń:
1 → 197
Zderzenie
peryferyczne
Peripheral
collision
T.Lesiak
Widzowie
Spectators
Centralność zderzenia / liczba uczestników Npart
Zderzenie
centalne
Central
collision
Fizyka cząstek elementarnych
39
Cechy QGP
W wyniku zderzenia powstają skrajne
warunki; w stanie końcowym może
wytworzyć się np. 6000 hadronów
(odtwarzamy w laboratorium warunki
panujące we wczesnym Wszechświecie)
Jak jednak stwierdzić czy w wyniku zderzenia powstała plazma kwarkowo gluonowa ?
Jakie są sygnatury QGP ?
W b. gęstym ośrodku QGP, kwark
powabny i anty kwark powabny mają
małe możliwości wspólnej hadronizacji
do J/ (ekranowanie Debye’a)
1. Tłumienie produkcji J/
2. Wzmocnienie produkcji
hadronów dziwnych
 W „normalnej” fazie hadronowej par ss jest
mniej niż uu czy dd
 W fazie QGP panuje demokracja: liczby par
wszystkich trzech najlżejszych kwarków
powinny być takie same
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
40
Cechy QGP
3 „Gaszenie” dżetów (jet quenching)
Twarde zderzenie parton-parton (q-q) w próżni
 powstaje para dżetów o dużym pędzie poprzecznym
W gęstym ośrodku QGP dżet powstały z twardego zderzenia
powinien tracić energię, a może być nawet całkowicie połknięty
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
41
Cechy QGP
Dla zderzeń pp,
oczekuje się par
strumieni
hadronowych
(„back-to-back”)
W gęstym ośrodku
QGP
oczekuje się
pojedynczych
strumieni
hadronowych
(„mono jets”)
Jeden ze strumieni
ulega absorpcji w
gęstym medium QCD
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
42
Cechy QGP
4. Przepływ eliptyczny
(elliptic flow)
Niezerowy przepływ
eliptyczny dowodem na
istnienie oddziaływań
między cząstkami QGP
– tylko przy obecności
interakcji możliwe jest
„przeniesienie”
asymetrii
w położeniach na
asymetrię w pędach
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
43
Co wiemy o QGP ?
 Odkrywanie plazmy plazmy kwarkowo gluonowej
nie ma cech jednej spektakularnej obserwacji
jakiegoś pojedynczego efektu
 Zamiast tego, o tym że QGP powstała można
wnioskować jedynie jako o łącznym efekcie wielu
różnorodnych obserwabli (sygnatur)
 Najnowsze wyniki w tej dziedzinie przyniosły zaskakujące wnioski:
Naiwnie oczekiwano, że QGP objawi się nam jako „gaz idealny”, złożony z kwazi
swobodnych, a najwyżej „słabo” oddziałujących wzajemnie kwarków i gluonów
Zamiast tego, badania RHIC dowodzą, że QGP ma raczej cechy „niemal
idealnej” cieczy (lepkość prawie równa zero);
obserwuje się zjawiska kolektywne;
dobrze sprawdza się opis hydrodynamiczny zakładający „silne”
oddziaływanie składników
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
44
Backup
T.Lesiak
Fizyka cząstek elementarnych
45
T.Lesiak
Chromodynamika kwantowa
46
T.Lesiak
Chromodynamika kwantowa
47
T.Lesiak
Chromodynamika kwantowa
48
T.Lesiak
Chromodynamika kwantowa
49