Статистическая модель деконфайнмента в кластеризующейся материи

Вот уже несколько десятилетий одной из самых интригующих проблем физики высоких энергий является возможный деконфайнмент кварков и глюонов 111. Популярность данного вопроса обусловлена многими его аспектами и, в частности, значительной сложностью и необычностью задачи. А в последние годы интерес к деконфайнменту подогревается также возросшими техническими возможностями эксперимента и, следовательно, надеждой на экспериментальную проверку предсказаний, относящихся к описываемой проблеме.

Как считают, наиболее надежную информацию о процессе де-конфайнмента даёт решеточное моделирование |2−20|. Но в этом методе сталкиваются с большими трудностями при переходе от нулевой барионной плотности к конечным барионным плотностям |13|, что не позволяет на данном этапе использовать решеточные расчеты для интерпретации экспериментальных результатов. В этой связи большой актуальностью обладают статистические модели деконфайн-мента |21−50|, в рамках которых переход от нулевой к конечной барионной плотности не приводит к значительным сложностям. Построение статистической модели, хорошо согласующейся с решеточными предсказаниями при нулевой барионной плотности, в значительной степени облегчило бы поиски кварк-глюонной плазмы. Кроме того, решеточные модели обладают недостаточной физической наглядностью, так как для многих измеряемых на практике характеристик сильно разогретой и сжатой материи внутри файербола сложно найти соответствующую решеточную величину. В то же время результаты статистических моделей, использующих такие понятия, как связанные состояния кварков и глюонов, легко сравнивать с экспериментом. Таким образом, для полноты анализа деконфайнмента необходимо тесное взаимодействие решеточного и статистического подходов.

— Однако, предсказания широко известных в данный момент статистических моделей относительно деконфайнмента при нулевой барионной плотности противоречат решеточным результатам. Как нам представляется, этот факт тесно связан также с тем, что среди используемых моделей не существует подхода, описывающего с одних и тех те позиций деконфайнмент и в бескварковых $и (2) и (3) системах, ив ¿-и (3) системе с реальными кварками.

Действительно, в модели «статистического бутстрапа» |24−27| система при высоких температурах ведет себя совершенно иначе, чем идеальный газ кварков и глюонов. В аналогичном подходе |28−29| предсказывается, что деконфайнмент при нулевой барионной плотности является фазовым переходом первого рода. Соответственно, в подходах, подобных методам Бэйма и Чина |30|, Бааке |31| и Капусты |32|, деконфайнмент и для бескварковых (2) и -&-1А (3) систем, и для реальной КХД оказывается так же фазовым переходом первого рода. Модели, следующие методу Келлманна |43| - тоже свидетельствуют в пользу первого рода деконфайнмента в трех вышеназванных системах. В противовес этомурешеточные данные указывают, что в бескварковой (2) системе деконфайнмент — это фазовый переход второго рода |3,6−9|. В бескварковой (3) теории деконфайнмент является слабым фазовым переходом первого рода |10−16|. Наконец, в §-1А (3) теории с реальными и, и ^ кварками деконфайнмент оказывается непрерывным кроссовером |17−20|. Существует подход |8−9|, использующий предположения де Гранда и де Тара |47,48|, хорошо описывающий деконфайнмент в (2) теории. Однако, конструктивные особенности этого метода предопределяют непрерывность деконфайнмента, поэтому он не подходит для описания бескварковой ЗД (3) системы.

В ношей работе будут систематически изложены основные принципы и результаты статистического метода рассмотрения деконфайн-мента, результаты которого хорошо согласуются с решеточными предсказаниями. Главная особенность подхода — учет возможности существования в области перехода нерасслоенной смеси адронов и кварк-глюонной плазмы. Как видно, существование не навязывается системе, а принимается во внимание его возможность. При этом система сама, из условия термодинамической выгодности, выбирает концентрации фаз в смеси. Подчеркнем, что упомянутое сосуществование пространственно неразделенных фаз отличается от гиббсовского сосуществования, при котором фазы разделены.

Предлагаемый подход был развит в работах |51−60|. Везде в дальнейшем полагается Ъ = с = I.

— 132 -ЗАКЛЮЧЕНИЕ.

Прежде, чем привести список основных результатов, полученных в диссертации, сделаем два замечания.

Первое сводится к следующему. При исследовании конечных ба-рионных плотностей в рамках квазисогласованной и не учитывающей рождение частиц из вакуума модели мы показали, что влияние взаимодействия адронов на термодинамику системы при 4 10 Прв можно учесть с помощью теории возмущений. При этом, для проведения расчётов было выбрано приближение Хартри. Возникает закономерный вопрос, насколько меняются результаты, если использовать приближение Хартри — Фока. Оказывается, что изменения составляют 1% - 2%. В частности, для массы шестикваркового кластера, при которой Щ =0.18 при и д =0, можйо получить оценку Ме =1908⁸ Ила/.

52|. Напомним, что в приближении Хартри мы имели /Н^ =1944 Мы .

Второе замечание состоит в том, что в изложенной работе не учитывались конечные времена жизни адронов. Это обычный подход, поскольку адронные массовые ширины существенно меньше масс адронов.

При ненулевой ширине Г в термодинамические характеристики эта величина входит в комбинации Гй/(и)й+Гл) 5 и)~-)ка+Мл и.

Г — это импульс частицы. Поэтому можно предположить, что учёт.

Гл конечного времени жизни внесёт поправки порядка ^¿-г. Например, для дибарионов М6 — 2000 Ди^- и Гс ~ ОЛМе^сй. |160|), следовательно ** № * • Для / -мезона квадрат отношения ширины к массе составляет 0.04. Модели адронного газа (31,32,119,169−172|, основывающиеся на эффективных гамильтонианах, которые не включают слагаемые, зависящие от адронных ширин, неплохо описывают свойства материи внутри файербола на стадии его вымерзания |119,170,172|.