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Fisica Subnucleare Modulo: collisioni ultrarelativistiche di nuclei pesanti 1 a lezione Dr. Francesco Noferini 1 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì

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Presentazione sul tema: "Fisica Subnucleare Modulo: collisioni ultrarelativistiche di nuclei pesanti 1 a lezione Dr. Francesco Noferini 1 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì"— Transcript della presentazione:

1 Fisica Subnucleare Modulo: collisioni ultrarelativistiche di nuclei pesanti 1 a lezione Dr. Francesco Noferini 1 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

2 Sommario del modulo Motivazioni: il deconfinamento Collisioni nucleo-nucleo Risultati sperimentali in collisioni nucleo- nucleo (SPS,RHIC) Risultati ad LHC e prospettive 2 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

3 3 Gli Adroni e il Confinamento I quark si trovano in natura solo in stati legati di 3 quark (BARIONI, p, n, …) o di coppie quark-antiquark (MESONI). In questo modo tutti gli stati risultano neutri rispetto allinterazione forte. È un po quello che succede con gli atomi, soltanto che non esiste lanalogo dello ione carico. partoni = quark e gluoni adroni = (barioni e mesoni) = stati legati di più quark Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

4 Libertà asintotica Il potenziale dinterazione QCD a piccole distanze può essere scritto: – – La costante di accoppiamento (running), α s ha un comportamento del tipo: Pertanto a piccole distanze o ad alti momenti trasferiti il valore dellaccoppiamento diventa piccolo e possono essere applicati sviluppi perturbativi nei calcoli delle grandezze che ci interessano. [Perkins, p. 291] 4 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

5 In QCD, le linee di campo sono compresse in un tubo di flusso (o stringa) di sezione costante, pertanto separando a grandi distanze una coppia di oggetti carichi (forte) il potenziale cresce linearmente con r: with k ~ 1 GeV/fm Il confinamento QED QCD 5 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

6 Elettromagnetismo e interazione forte Atomo Ione + Ione - Protone Diquark Quark 6 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

7 Il processo di adronizzazione d d d x x x x d 7 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

8 QCD nel regime non perturbativo s diventa grande a piccoli Q (grandi distanze) : non e` applicabile il calcolo perturbativo tradizionale. Non sono osservabili quark (e gluoni) isolati: Confinamento 1) Fisica nucleare delle basse energie: interazioni tra adroni. La QCD e` valida ma non direttamente utilizzabile! -> Modelli effettivi. 2) Calcolo su reticolo: applicazione diretta della QCD ad un sistema infinito di quark e gluoni, su uno spazio-tempo discretizzato; il passo del reticolo a costituisce un cut-off ultravioletto. Si estrapola al continuo. Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11,

9 La transizione di fase QCD I calcoli di QCD su reticolo dimostrano che in un sistema (infinito, omogeneo, allequilibrio) di gluoni e quark (e antiquark) avviene una transizione da una fase confinata (adroni) ad una deconfinata (QGP: Quark-Gluon Plasma) quando la temperatura supera un valore critico T c ( MeV). Gli esperimenti di collisioni tra ioni pesanti ad altissime energie hanno lo scopo di verificare in laboratorio questi risultati teorici T TcTc c adroni, confinamento QGP, deconfinamento reticolo nuclei 9 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

10 Esperimenti su nuclei ultrarelativistici I primi esperimenti a collisionatori con nuclei ultrarelativistici: BNL- AGS ( s NN ~ 5 GeV) e CERN-SPS ( s NN ~ 20 GeV) – dal 1986: ioni leggeri: 16 O, 28 Si, 32 S – dal 1992 (AGS) e 1994 (SPS): ione pesanti ( 197 Au, 207 Pb) WA98, NA50 e NA57 del SPS e E814, E877, E895 dell'AGS I risultati mostrarono la prima evidenza per un nuovo stato di materia. Un ricco programma di ricerca è stato poi portato avanti a partire del 2000 a BNL-RHIC, s NN ~ 200 GeV, e ora a CERN-LHC, s NN ~ 5.5 TeV. PHENIX, STAR, BRAHMS e PHOBOS del RHIC e ALICE, ATLAS e CMS di LHC Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11,

11 11 Transizione di fase (1) Si parla di transizione di fase ogni qual volta un sistema termodinamico modifica bruscamente alcune delle sue proprietà fisiche. Le proprietà che cambiano nella transizione possono essere molto diverse da sistema a sistema, ciò che caratterizza maggiormente il tipo di transizione è invece il modo in cui la transizione avviene. La classificazione di una transizione di fase dipende essenzialmente dalla velocità con cui l'energia libera varia nell'intorno della temperatura di transizione. Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

12 12 Transizione di fase (2) Se infatti il processo avviene in modo discontinuo nella derivata prima dell'energia libera allora la transizione è detta del primo ordine. In tal caso si è in presenza di un calore latente che accompagna la transizione (es.: passaggio liquido-gas) e l'entropia cambia in modo discontinuo. Se al contrario il processo avviene in modo discontinuo ma solo per le derivate successive dell'energia libera, la transizione è detta del secondo ordine (es.: magnetizzazione dei materiali ferromagnetici). Un caso molto particolare di transizione di fase è osservabile qualora la transizione avvenga in modo continuo per l'energia libera e le sue derivate. Tale possibilità prende il nome di cross-over. T U TcTc T M TcTc TTcTc Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

13 13 Transizione di fase (3) Il grado di ordine del sistema nel passaggio da una fase all'altra è in genere descritto da un cosiddetto parametro d'ordine che assume valore nullo ad alte temperature e diverso da zero a basse temperature (nel caso di transizione a fase ferromagnetica in metalli tale parametro è la magnetizzazione del sistema). Un particolare interessante in questo tipo di fenomeni è che in genere una transizione di fase ha a che fare con un cambiamento della simmetria del sistema. Quando una simmetria si rompe può essere necessario introdurre nuove variabili per descrivere il sistema. (Per esempio, nella transizione ferromagnetica di un metallo, al di sotto della temperatura di transizione, occorre introdurre la magnetizzazione per descrivere lo stato del sistema.) Transizione Liguido-GasFerromagnetismo T U TcTc T M TcTc Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

14 Dalla lagrangiana QCD alla termodinamica Ogni osservabile termodinamica si può ottenere dalla funzione di partizione: e - H è un operatore di evoluzione temporale in un tempo immaginario: t->-i, e -iHt -> e - H Si può applicare il formalismo degli integrali di cammino sviluppato nella meccanica quantistica: 14 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, Lagrangiana euclidea: T+V

15 Potenziale chimico Il potenziale chimico indica la variazione dellenergia libera dovuta alla variazione del numero di particelle: Allequilibrio, F e` stazionaria per una variazione piccola di N q ed N q-bar che non cambia il numero barionico ( N q = N q-bar ): quindi allequilibrio Per uno spostamento dallequilibrio con N B : da cui B =3 q dato che N B =( N q – N q-bar )/3 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, T TcTc c adroni, confinamento QGP, deconfinamento

16 Calcoli su reticolo Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, nn+ μ n+ μ+ν n+ ν Reticolo spazio-temporale di dimensione N x 3 x N τ, con la coordinata temporale immaginaria τ. Una configurazione di campo consiste nel determinare i campi fermionici (quark) e di gauge (gluoni) ad ogni punto del reticolo. Al posto delle componenti del campo di gauge, si usano le variabili di link U μ (n): Path ordered

17 Azione euclidea su reticolo Un quadrato elementare sul reticolo formato da 4 link che uniscono secondo un percorso chiuso punti contigui del reticolo è detto placchetta: Il prodotto ordinato delle variabili di link su una placchetta è: P (n,μν)=U -ν (n+ν) U -μ (n+μ+ν) U ν (n+μ) U μ (n) Lazione euclidea per la parte di puro gauge è: Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11,

18 18 Linea di Polyakov La linea di Polyakov è un parametro che permette di discriminare direttamente una fase confinata da una deconfinata. Tale parametro è facilmente definibile in una teoria di Gauge pura, ossia in assenza di fermioni, e si può scrivere come: Questo parametro è legato all'energia libera (F q ) di uno stato con un quark STATICO libero secondo l'espressione: Mentre il correlatore associato ad una coppia di quark separati da una distanza x è dato da: dove F 0 è l'espressione dell'energia libera in assenza di quark. In questo caso se il potenziale di interazione diverge a grandi distanze (basse temperature) si parlerà di confinamento, in caso contrario stati deconfinati risulteranno permessi Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, M grande

19 19 Deconfinamento Calcoli su reticolo hanno anche esplorato il comportamento del potenziale d'interazione quark-antiquark in funzione della temperatura Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

20 Ordine della transizione QCD Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11,

21 Potenziale chimico Il potenziale chimico indica la variazione dellenergia libera dovuta alla variazione del numero di particelle: Allequilibrio, F e` stazionaria per una variazione piccola di N q ed N q-bar che non cambia il numero barionico ( N q = N q-bar ): quindi allequilibrio Per uno spostamento dallequilibrio con N B : da cui B =3 q dato che N B =( N q – N q-bar )/3 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11,

22 22 Simmetria chirale con La simmetria chirale è una particolare simmetria della Lagrangiana QCD. Se si considera l'espressione della componente fermionica della Lagrangiana ridotta al caso di due soli sapori (u,d) massless, essa appare nella forma: che è invariante sotto trasformazioni SU(2) da cui deriva la conservazione della carica Q i : cioè l'isospin forte. Esiste un'altra simmetria che gioca un ruolo importante nella comprensione degli spettri adronici osservati. La simmetria globale che è qui presentata è legata alla legge di trasformazione: Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

23 23 Simmetria chirale: spettri adronici (I) Combinando le Q i e le Q i 5 ottenute nelle due trasformazioni si ottengono dei nuovi generatori definiti nel seguente modo: Vuoto invariante per la trasformazione Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

24 24 Simmetria chirale: spettri adronici (II) In questo caso non è difficile osservare che ogni multipletto di isosipin deve avere un partner degenere ma con parità opposta. Infatti se consideriamo uno stato tale per cui e, allora sfruttando la simmetria chirale, che equivale alla commutatività di P con H, e il fatto che il vuoto sia invariante sotto queste trasformazioni, otteniamo un nuovo stato degenere al precedente ma di parità opposta: Lesistenza di tali stati è però smentita! Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

25 25 Rottura della simmetria chirale (I) In natura vi è una rottura spontanea di questa simmetria, pur conservando un hamiltoniano simmetrico rispetto alla trasformazione chirale ([H,P]). Si mantiene come unica simmetria sul vuoto quella di SU(2) legata all'isospin: La conseguenza più importante della rottura della simmetria chirale è legata al particolare valore di massa del pione. Infatti se vi è rottura spontanea di simmetria esiste per il teorema di Goldstone un bosone massless per ogni generatore che non lascia il vuoto invariante. Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

26 26 Rottura della simmetria chirale (II) Poiché il pione presenta una massa ( 140 MeV) che, anche se non nulla, è largamente inferiore alle masse adroniche più diffuse ( 1 GeV), si presenta come candidato ideale a ricoprire il ruolo di bosone di Goldstone. Attraverso questo meccanismo il valore di aspettazione nel vuoto della coppia quark-antiquark non è più nullo. Questa grandezza prende il nome di condensato chirale e rappresenta il parametro d'ordine per la transizione di fase che porta al ripristino della simmetria chirale: Condensato chirale "Introduction to Chiral Symmetry, V.Koch: Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

27 27 Deconfinamento e chiralità (1) Andamenti previsti per la linea di Polyakov e il condensato chirale. Nelle ascisse è riportata una grandezza proporzionale alla temperatura del sistema: Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

28 Densità di particelle e di energia La funzione di distribuzione f i (p,r,t) indica quante particelle di specie i sono presenti al tempo t nellelemento di volume d 3 rd 3 p. Per una specie di particelle: p =(p 2 +m 2 ), + fermioni, - bosoni densità di particelle : densità di energia : Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11,

29 Densitò di particelle e di energia (II) Per particelle a massa nulla ( =0): P= /3 Ts= +P Per QGP formato da u,d,s e gluoni, alla temperatura T : n= T 3 (3)/ 2 ~5.2T 3 con =2x8+3/4x2x3x3x2=43 = 2 T 4 /30 con =2x8+7/8x2x3x3x2=47.5 Se T=200MeV : n~5.4fm -3, ~3 Gev/fm -3 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11,

30 Temperatura critica Limite di Stephan-Boltzmann 30 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

31 Energia a LHC ºC 25 ºC Se paragoniamo lenergia che siamo in grado di fornire a particelle singole attraverso gli acceleratori con lenergia media delle particelle di un gas a T = 25 ºC otteniamo un fattore di circa Temperatura Plasma a LHC 31 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

32 Dagli acceleratori al Big Bang Collisione tra ioni pesanti 32 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

33 Diagramma di Fase 33 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

34 Centralità in collisioni ione-ione b Parametro di impatto Regione di sovrapposizione dei due nuclei b = 0-5 fm: 0-10% collisioni centrali b = fm 60-80% collisioni periferiche 34 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, La centralità della collisione può essere espressa anche in termini dei nucleoni che partecipano alla collisioni

35 QGP in Collisioni A-A Lo studio del QGP nella fisica delle alte energie è possibile in collisioni di ioni pesanti proprio in virtù delle alte densità di energia ed un elevato numero di costituenti. I parametri di riferimento per questo tipo di esperimento sono: Temperatura Critica T c ; Tempo di raggiungimento dellequilibrio termico; Tempo di freeze out. Densità di energia; 35 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

36 Densità di energia Per collisioni ultrarelativistiche i nuclei possono essere schematizzati come dischi di spessore molto sottile per via della contrazione lungo lasse z dovuta al fattore di Lorentz γ. La densità di energia è allora: 36 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

37 Tempo di formazione del QGP Tempo necessario perché sia raggiunto un equilibrio termodinamico attraverso le interazioni tra i singoli partoni. Tale tempo è strettamente legato alla densità di costituenti e allintensità dellinterazione tra di essi. 37 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

38 Tempo di Freeze Out chimico Tempo oltre il quale si ritorna ad una fase confinata (adronizzazione). I rapporti tra le diverse specie di particelle vengono fissati e continuano solo interazioni elastiche. 38 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

39 Tempo di Freeze Out Tempo oltre il quale cessano le interazioni (anche elastiche) fra i costituenti nella regione centrale della collisione. Molti degli osservabili finali sono legati ai valori che i parametri termodinamici assumono in questa fase. 39 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

40 40 Evoluzione collisione ione-ione Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

41 Parametri negli Esperimenti SPSRHICLHC [fm/c] ε[GeV/fm 3 ] [fm/c] 22 – 4 10 [fm/c] – Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

42 Estrapolazione delle distribuzioni partoniche Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, Le equazioni DGLAP possono essere utilizzate per estrapolare ad alti Q 2 le distribuzioni misurate sperimentalmente A piccole x e bassi Q 2 le assunzioni allinterno delle equazioni DGLAP non sono più valide Esistono altri tipi di approcci come levoluzione BFKL (Balitsky, Fadin, Kuraev, Lipatov) vhe è valida a piccole x DGLAP BFKL

43 McLerran, hep-ph/ Densità gluoniche negli adroni pQCD ok ! 43 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

44 Lo stato iniziale Il condensato di gluoni (Color Glass Condensate) è la rappresentazione dei nuclei direttamente attraverso i partoni. Tale stato presenta densità gluoniche così alte da poter descrivere i nuclei in termini dei partoni invece che dei nucleoni; Le densità sono così alte da poter trattarli in termini classici; Saturazione degli stati. 44 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

45 Il Condensato gluonico Collisione tra due nuclei in termini dei partoni Densità di gluoni 45 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, A piccoli x e piccoli Q 2

46 Distribuzione in pseudorapidità della molteplicità carica PHOBOS s=200 GeV Collisioni Au-Au a RHIC Previsione basata assumendo il CGC 46 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

47 PHOBOS PHENIX Dipendenza dalla centralità e dallenergia: RHIC 47 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, 13-14

48 Riassunto 1 a lezione Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11, Previsioni teoriche basate sulla QCD prevedono una transizione di fase al deconfinamento sotto certe condizioni: alte temperature, alte densità Il parametro dordine per la transizione è il loop di Polyakov Nello stesso intervallo di temperature è prevista anche il ripristino della simmetria chirale Le collisioni nucleo-nucleo sono lo strumento principe per studiare questo meccanismo in laboratorio (prossima lezione)

49 Fisica subnucleare - F. Noferini lunedì 9/05/11,

50 quark statico in un campo gluonico Equazione di Dirac in tempo immaginario (t->i ): Per un quark pesante (statico), M grande, 0 =1, trascurabile: la cui soluzione e`: Lenergia libera F si ottiene da: dove |n> e` uno stato gluonico, a + (r) crea un q di colore a nel punto r.

51 Usando e H a (r)e - H = a (r, ) : inoltre: quindi la quantita` e` chiamata Linea di Polyakov


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