Rieth József: Anyagvilág - Háttérismeretek Tartalomjegyzékhez < Világképem < (Hadron-időszak) Nehézion-ütköztetők és a rajtuk végzett kísérletek Az egy nukleonra jutó energia (E/A) függvényében különböző nehézion-ütköztető részecskefizikai kísérleti komplexumokat különböztetünk meg.
Általánosságban az alábbi fő detektortípusokat használják. Jellemző paramétereiket a táblázat mutatja, amit néhány tényleges detektor ismertetése követ.
Cserenkov számláló (Cherenkov chamber) Széles körben használják őket: részecskeszámlálásra, hadronikus részecske azonosításra, tracking detektorokban, stb,… Cserenkov sugárzás töltött részecskék anyagban való áthaladása során keletkezik, ha sebessége nagyobb a fény sebességénél az adott anyagban. Drótkamra (wire chamber) Azon az elven alapul, hogy egy megfelelő gázzal töltött kamrában a keletkezett töltések nagy részét detektálja. Ha egy töltött részecske áthalad rajta, az útvonala mentén elektron-ion párokat kelt. Idő-projekciós kamra (Time Projection Chamber - TPC) Azok a detektorok, melyekben a töltött részecskék hosszú utat tesznek meg az anódig, három dimenziós, térbeli információ megszerzésére képesek az eltelt idő mérése révén. Egy aktív, nagy kiterjedésű, homogén, elektromágneses kölcsönhatásra érzékeny anyagban keletkezik jel, amit egy passzív abszorber felfog. Az aktív rész jellemzően valamilyen szervetlen szcintillációs kristály (NaI, CsI, BGO, …) vagy Cserenkov-sugárzásra képes anyag, mint például az ólomüveg vagy egyes könnyen ionizálható nemesgázok. Elsődlegesen nukleáris ütközések következményeként történik az áthaladó részecske energiájának detektálása. Ezért megfelelően sűrű detektoranyagokat használnak e célra (pl. wolfram). A nukleáris reakciókban keletkezett részecskék pedig elektromágneses kölcsönhatás révén keltenek detektálható jeleket. Nehézion reakciókban a mérhető mennyiségek az un. kifagyási (freeze-out) folyamat során keletkeznek, amikor a kezdetben forró és sürű anyag tágulása és kihülése során a kvarkok és gluonok folyadékából összeállnak azok az önálló részecskék, amelyeket végül detektálunk. A kifagyási állapota körül a rendszert a folyadékok dinamikájával írhatjuk le. Ez a feltevés három alapvető elven nyugszik: az energia és impulzus megmaradáson valamint a kontinuitáson. A leginkább használatos mérhető mennyiségek: 1) egyrészecske transzverzális impulzus eloszlás (boost invariáns) 2) egyrészecske rapiditás eloszlás (az impulzus longitudinális komponensétől függ) 3) kétrészecske korrelációs függvény sugarak (HBT sugarak) Nehézion-ütközések az (egy nukleonra eső TKP-i) energia függvényében A nehézion-ütközések végállapotainak tulajdonságai az energia függvényében változnak. közepes energiás 10-100 AMeV tartományban a leggyakoribb eset a rugalmas ütközés. Kis létszámban előfordulnak rugalmatlan ütközések kis multiplicitással. A nukleáris anyagsűrűség kicsit változik. Ebben a termodinamikai közegben tapasztalható a nukleáris folyadék-gáz fázisátmenet. 10-20 MeV hőmérséklet elérése után tágulással 5-10 MeV-re hűl le az anyag. A végállapotban kisebb nukleáris fragmentumok képződnek a relatíve erős vonzó kölcsönhatás következtében. Az említett fázisátmenet jelenségei tanulmányozhatóak ezekben esetekben. Ilyen gyorsító például az NSCL a Michigani Állami Egyetemen, UNILAC és a SIS a GSI-nél a német Darmstadtban, a GANIL Caen-ben Franciaországban, a CELSIUS a Svédországi Uppsalában. relativisztikus Nagy multiplicitású ütközések. 100 AMeV-10 GeV tartományban már 10-100 másodlagos részecske keltődhet. Itt már tanulmányozható a kompresszibilitás, az állapotegyenlet, a nukleáris kölcsönhatások energiafüggése. Kollektív effektusuk (pl.: kollektív részecskeáram) jól megfigyelhetők és összevethetők elméleti jóslatokkal. Az előzőleg említettek mellett ilyen gyorsító a BEVELAC a Berkeley-i LBL-ben, a Dubnai és a SATURN a francia Saclay-ban. ultra-relativisztikus 10 AGeV-től számíthatjuk. 100 AGeV felett a keltett másodlagos részecskeszám már meghaladhatja az 1000-t is. Az egyik legizgalmasabb feladat a kvark-gluon plazma (QGP) keresése. Két részre osztható ez az energiatartomány: egy barion gazdagra, ahol majdnem mindegyik barion erősen lefékeződik az ütközések következtében, illetve egy transzparensebbre, ahol kevesebbet ütköznek és kevésbé veszítenek energiájukból. Például a CERN-SPS és a BNL-AGS 60 AGeV energiájú S és Si ütközések eredményei is azt mutatták, hogy egy ilyen kvázi teljes lefékeződés megvalósul. A BNL-RHIC 200 GeV-es TKP-i legújabb eredményeiből pedig barion gazdag kvark-gluon plazma jelei olvashatók ki. Ám e fölötti energiákon traszparensebb viselkedésre számítanak az elméleti fizikusok. A reakciózóna közepe akár barionmentes is lehet, ami egy rendkívül érdekes jelenségnek számítana. Tipikus részecskenyaláb energiák különböző gyorsítóknál:
Termalizáció, fragmentáció, lökéshullámok, elfolyás (flow) relativisztikus nehézion-ütközésekben (10-100GeV/u TKP energia) Relativisztikus nehézion-ütközésekben a folyamatokat értelmezni kívánó különböző modellek szerint az elemi részek korai termalizációja jön létre. Ennek során a részecskék hely és impulzus eloszlása kvázi irányfüggetlenné, izotróppá válik. A kihűlés során az anyag hadronizálódik. Az emisszió változatos formában, köztük jetek, valamint, főleg a széleken fragmentek alakjában ölt testet. A kirepülő részecskék kollektív tulajdonságokkal is rendelkezhetnek, mint például az együttmozgás, az elfolyás. Számos termalizációs modell ismert. Néhány ismertebb, szerzőik szerinti felsorolásban:
Nyitott kérdés az elméletekben a mozgó potenciálok szerepe, figyelembe vétele. Ismerete azért játszik fontos szerepet, mert egy adott végállapothoz sok különböző kezdeti feltételből, állapotból is eljuthatunk. A fragmentumok tömegeloszlására számos modell létezik, de mindegyik közös tulajdonsága, hogy a kifagyás pillanatában adnak becsléseket. Mivel általában gerjesztett állapotban léteznek, ezért a legátfogóbb elméletek ezek bomlásából származó emisszióval is számol. Azokban a kísérletekben, ahol az anyag a gáz halmazállapotra (nagyobb entrópiájú) jellemző állapotba kerül nyilván a könnyebb fragmentek jellemzőek (proton, alfa). Nehezebb fragmentek a folyadék halmazállapotra jellemző esetekben valószínűbb. Ezek létrejöttét sok minden befolyásolja: az ion mérete, felülete, a reakció geometriája, végállapoti bomlások, a kollektív folyás. A nehézion-ütközéseket számos hidrodinamikai leírás modellezi (lásd köv. fejezet). Néhány egyszerű megoldása ezeknek az egyenleteknek a lökéshullámok. Ilyen esetekben az ütközés középpontjából nagyobb sűrűségű hullámok terjednek a szélek felé. Már a kezdetektől világos volt, hogy a sokrészecske korrelációk sok fontos információval rendelkeznek. Az egyik legfontosabb ilyen effektus a kollektív részecskeáram (flow, vagy folyás). Először 1973-ban Scheid, Müller és Greiner jósolta meg jelenlétüket relativisztikus nehézion-ütközésekben. Legkönnyebben az ütközésre merőleges irányú részecskeeloszlásokból következtethetünk rájuk. Relativisztikus nehézion-ütközések fontosabb modelljei (mikroszkopikus és hidrodinamikai modellek) A hidrodinamikai modellek idealizált kontinuumot írnak le lokális equilibrium-ot feltételezve. Szimmetriatulajdonságok bevezetése révén egyszerű alakot öltenek, amik alkalmassá teszik őket a relativisztikus nehézion-ütközések megfigyelhető mennyiségeinek leírására szolgáló könnyű használhatóságot. Néhány ismertebb hidrodinamikai modell: Bjorken modell: Egyszerű modell, amely egydimenziós tágulást ír le longitudinális irányban. A megfigyelések szerint a töltött részecskék rapiditás eloszlása meglehetősen lapos középértékénél. Ebből következően az energiasűrűség is hasonlónak tételezhető fel (dN/dy = 3 a CERN SPS-nél) és így invariáns Lorentz transzformációkra ebben a tartományban. A töltött részecskesűrűség így csak a sajátidőtől függ. A kezdeti feltétel, hogy τ0 = 1fm / c körül kialakul a termalizáció, ami egy 1-10 Gev/fm3 energia sűrűséggel párosul. Landau modell: A Bjorken modelltől annyiban tér el, hogy más kezdeti feltételt használ, mivel egy egy homogén, nagy energiasűrűségü korongból indul ki. Ez egy 2 dimenziós modell, ami transzverzális irányban is tágul, miután a longitudinális kiterjedés nagyjából elérte a korong átmérőjét. Tűzgömb modell: Kezdetben a megfigyelt hatáskeresztmetszetek leírására fejlesztették ki. Nem tartalmaz folyást. Ideális gáz állapotegyenlete van feltételezve (EOS). Ennek alapján Blast wave modell: Megengedi a kollektív majdnem adiabatikus tágulást. A hatáskeresztmetszetet a szferikus folyás figyelembe vételével számolja ki. Zimányi-Bondorf-Garpman modell: Ez egy szférikus modell. Buda-Lund parametrizáció: 3 dimenziós modell, körkörösen szimmetrikus megoldással. A végállapotot parametrizálja az ideális gáz állapotegyenletét alkalmazva. Tökéletes folyadékot ír le. Az eloszlásokat átlagértékükkel és szélességükkel jellemzi, ami részletgazdagabb információ kinyerésére alkalmas. Mikroszkopikus numerikus (Monte Carlo szimulációs) modellek Általában pontosabban képesek leírni a nehézion reakciókat. Számot tudnak adni fluktuációkról és végállapoti effektusokról is. Mindegyik modell kiindulásként a Glauber féle optikai modellt használja a nukleonok ütközéseinek a szimulálására, az ismert nukleon hatáskeresztmetszetek révén. Néhány ismertebb mikroszkopikus modell: FRITIOF: Lund hadronizációs modell számításokon alapul. UrQMD: Ultra-relativisztikus kvantum molekula dinamikai szimulátor. Hijing: Lund hadronizáció modell kiegészítve a PHyTIA (nagy transzverz impulzusú folyamatokra) kód elemeivel dual parton modellek: VENUS, QGSM (string) BUU: kaszkád modellek MPC: Molnár Dénes féle parton kaszkád modell 2-3 gluon szórással. AMPT: Texas-i csoport fejlesztette ki. Több fázisú transzport egyenletekkel számol. Ultra-relativisztikus nehézion-ütközés téridőbeli lefolyása Ultra-relativisztikus nehézion-ütközések téridő képe. A nyalábrészecskék útjukat a fénykúphoz közeli vonalon folytatják. A termalizált közeg a közép-rapiditás részben halmazállapot változáson megy át. A pre-equilibrium nagyságrendileg a τ0 = 0.3 − 3.5fm / c sajátidő intervallumba esik. A nehézionok a tömegközépponti (TKP) rendszerben erős Lorentz kontrakciót szenvednek. Tengelyirányú sugaruk vékonyodik. A hadrongáz kifagyása egy karakterisztikus τf = 7 − 10fm / c körül következik be. A folyamat téridő fejlődését a nem (teljesen) relativisztikus hidrodinamikai egyenletekkel sikeresen írhatjuk le. Ez azt jelenti, hogy a longitudinálisan relativisztikus, transzverzálisan nem relativisztikus megoldásait használjuk a hidrodinamikai egyenleteknek, amiket a kontinuitás, energia és impulzus megmaradás határoz meg , s amelyeknek a megoldásai az említett feltételekkel jóval egyszerűbb, mint a teljesen relativisztikus esetben. elliptikus folyás Nem centrális ütközések esetén a két nehézion mandulaszerű alakban átfedi egymást. Ezekben az esetekben a sebességtér nem hengerszimmetrikusnak adódik. A rövidebbik tengely mentés erősebb áramlás tapasztalható. Ezt a jelenséget elliptikus folyásnak nevezzük. Kísérletileg ezt úgy észleljük, hogy a részecskeszám az ellipszoid tengelyeihez képest eltérést mutat, amiből kiszámítható a szög szerinti Fourier sor 2. komponensének együtthatója. Ezzel az értékkel jellemezhetjük az elliptikus folyást. Hadronizáció, kifagyás ultra-reltivisztikus nehézion-ütközésekben Ultra-relativisztikus nehézion-ütközésekben sűrű, forró anyag keletkezik. melyekben kezdetben a nukleonok különállósága megszűnik és kvarkok, gluonok egyfajta kontinuum állapota alakul ki (QGP). Ez a jelenség magyarázza, hogy a hidrodinamikai leírásmód miért olyan sikeres a reakció végállapotok megjóslásában. Ez a megközelítés mód ugyanis csak az energia- impulzus megmaradást és a kontinuitást tételezi fel. A végállapotban található részecskék számát és impulzus eloszlását a hadronok kifagyásának pillanatában adja meg. Ez egy gyors, tágulással járó folyamat, melynek során a kontinuum alkotóelemei független, kvázi nem kölcsönható részecskékké állnak össze. Ezt összességében hadronizációnak nevezzük. Nagyon nagy energiákon a kontinuum alkotóelemi (kvarkok, gluonok) között megszűnik a kölcsönhatás és kialakul az aszimptotikus szabadság állapota. Ez azért érdekes, mert a hidrodinamikai egyenleteket kiegészítő állapotegyenletek (EOS) egyszerűvé válnak. A hadronikus és a QGP EOS ismeretében a Maxwell konstrukció révén megadható a teljes állapotegyenlet, amely a tiszta két fázist illetve azok keveredését is tartalmazza. Ezek révén tanulmányozhatóvá válnak a nehézion reakciókban lejátszódó folyamatok, különös tekintettel a fázisátmenetekre, amelyek a téridőbeli lefolyást határozzák meg. Kvark-gluon plazma keltése, észlelése ultra-relativisztikus nehézion-ütközésekben Az ultra-relativisztikus nehézion-ütközések lehetőséget adnak arra, hogy olyan forró és sűrű nukleáris anyagot hozzunk létre és tanulmányozhassunk, amely természetes körülmények között valószínűleg csak a korai univerzumban volt jelen, az első néhány mikromásodpercben. A kutatások célja, hogy megismerjük az erősen kölcsönható anyag tulajdonságait nagy anyagsűrűségek közepette, valamint, hogy létezik-e egyáltalán a kvark-gluon plazma, és ha igen, akkor milyen körülmények között jön létre. Szeretnénk tudni, hogy milyen az átmenet a kvarkok és gluonok illetve a hadronok között, fázisátmenet-e ez egyáltalán a termodinamikai értelemben, és ha igen, akkor milyen rendű és típusú. Mi is az a kvark-gluon plazma, azaz a QGP? Röviden úgy határozhatjuk meg, hogy ez egy olyan halmazállapot, amelyben az alapvető szabadsági fokok a kvarkok és a gluonok. Plazma olyan értelemben, hogy a kvarkok nem a hadronok kötött állapotaiban, hanem a hadronok "börtöneiből" kiszabadulva, szabadsági fokokként jelennek meg. Ilyen halmazállapot változásra a rács QCD számításokból következtetünk. A mai legnagyobb gyorsítók (CERN-SPS, RHIC, CERN-LHC) elő tudják állítani ezt a kvark-gluon plazma keltésére elméletileg megkövetelt energiát. Rács QCD számítások jóslatokat képesek adni a QGP és a hadronanyag állapotegyenletéről és a fázisátmenet termodinamikai tulajdonságairól. A nehézion-ütközések leírásához a hidrodinamikai modellen belül éppen erre az állapotegyenletre van szükség. Ez azonban még nem elégséges a megfigyelhető mennyiségek kiszámításához, ki kell ugyanis ezt egészíteni azzal, hogy mi a kezdeti feltétel, mikorra és milyen forró és sűrű anyag kialakulására vezettek az ütközések elején a nemegyensúlyi folyamatok mi a kifagyási feltétel, azaz mikor és milyen hőmérsékleteken és sűrűségeken jön létre a végállapotban a detektálható hadronok serege. A relativisztikus hidrodinamika keretei között az állapotegyenlet, a kezdeti feltételek és a kifagyási feltételek meghatározzák a mérhető mennyiségeket. Így, ha a végállapot mérhető mennyiségeiben erős változások következnek abból első-rendű fázisátmenetre következtethetünk. Az átmenet kritikus hőmérsékletre kapott 150-200 MeV érték 1-3 GeV/fm3 kritikus energiának felel meg. Tehát, a jóslat szerint ennyi szükséges (várhatóan) a QGP előállításához. A RHIC-nél 100+100AGeV-es arany-arany reakciókban ennek az energiasűrűségnek a többszörösét látjuk. A kísérletek során az ütközések jellemző paramétereit (energiasűrűség, hőmérséklet, …) mérhető mennyiségekből származtathatjuk le. Egyik ilyen alapvető mennyiség a keltett hadronok multiplicitás sűrűsége, azaz dN/dy. A kifagyási térfogatra részecske interferometria révén tehetünk következtetést. Ezt a módszert eredetileg Hanbury-Brown és Twiss alkalmazta a csillagok méretének meghatározására. A lemérhető mennyiségeket fittelve a például hidrodinamikai modellek jóslataival meghatározhatjuk az analitikus kifejezésekben szereplő ismeretleneket, mint például a reakció zóna hőmérséklete, a kémia potenciálok értéke, stb. A legegyszerűbb ilyen modellek egyike a Bjorken-ről elnevezett, amely egydimenziós tágulást feltételez. Egy sikeres modell a Buda-Lund féle, amely egyszerre képes jóslatokat adni az egyrészecske transzverz impulzus eloszlásokra, a rapiditás eloszlásra és a kétrészecske impulzus korrelációs függvényben szereplő sugár paraméterekre. Összességében a kvark-gluon plazmát jelző jelenségeket az alábbiak szerint csoportosíthatjuk. Ezek a kvark-gluon plazma keletkezésének szignatúrái:
Tartalomjegyzékhez < Világképem < (Hadron-időszak) ------------------------ http://hu.wikipedia.org/wiki/Neh%C3%A9zion-fizika
|