Прямое излучение адронов с поверхности кварк-глюонной плазмы тема автореферата и диссертации по физике, 01.04.16 ВАК РФ

" РОССИЙСКИЙ НАУЧНЫЙ ЦЕНТР "КУРЧАТОВСКИЙ

ИНСТИТУТ"

На правах рукописи УДК 539.17

ПЕРЕСУНЬКО Дмитрий Юрьевич

ПРЯМОЕ ИЗЛУЧЕНИЕ АДРОНОВ С ПОВЕРХНОСТИ КВАРК-ГЛЮОННОЙ ПЛАЗМЫ

01.04.16 - физика атомного ядра и элементарных частиц

Автореферат

диссертации на соискание ученой степени кандидата физико-математических наук

Москва - 1998

Работа выполнена в Российском научном центре "Курчатовский Институт".

Научный руководитель:

кандидат физико-математических наук Ю.Е. Покровский Официальные оппоненты:

кандидат физико-математических наук С.М. Киселев

доктор физико-математических наук Л.В. Фильков

Ведущая организация - Объединенный институт ядеоных исследований

Автореферат разослан "_"_ 1998 г.

Защита состоится "_"_ 1998 г.

в _часов на заседании диссертационного Совета Д 034.04.02

в Российском научном центре "Курчатовский Институт" по адресу: Москва, 123182, пл. академика Курчатова, дом 1.

С диссертацией можно ознакомится в библиотеке РНЦ "Курчатовский Институт".

Ученый секретарь диссертационного совета:

кандидат физико-математических наук/л^__М.Д. Скорохватов

Общая характеристика работы

Одна из наиболее интересных задач физики ультрарелятивистских ионов это создание и регистрация нового состояния вещества - кварк-глюонной плазмы. По предсказаниям квантовой хромодинамики, при достаточно больших плотностях энергии должен происходить фазовый переход от обычной адронной материи к новому состоянию вещества - газу практически свободных кварков и глюонов - кварк-глюонной плазме. Оценки критической плотности энергии дают значение ~ 1ГэВ/фм3. Такая плотность энергии, возможно, имела место до Ю-3 секунды от Большого Взрыва. В настоящее время такие плотности энергии могут быть созданы в столкновениях релятивистских ядер.

Схематически, столкновение релятивистских ионов с образованием кварк-глюонной плазмы обычно представляют себе в следующем виде. При прохождении сталкивающихся ядер друг сквозь друга образуется горячая материя, которая затем приходит к термодинамическому равновесию. Если при этом достигается достаточная плотность энергии, то образуется кварк-глюонная плазма, окруженная слоем более холодного адронного газа. Затем вся система расширяется, остывает, происходит обратный переход из плазмы к адронномугазу, и, вконце концов, адронный газ распадается на конечные адроны и резонансы.

При этом возникает проблема поиска сигнала, однозначно связанного с образованием кварк-глюонной плазмы в столкновении тяжелых ионов. К настоящему времени предложено несколько таких возможных сигналов: электромагнитные сигналы, повышение выходов странных частиц, подавление выходов J|ф и так далее. Электромагнитные сигналы основаны на том, что фотоны и лептонные пары вылетают из центральной области без перерассеяния и несут информацию о температуре и, возможно, о массе резонансов, распавшихся в центральной области столкновения. Увеличение выхода странных частиц происходит благодаря снижению порога рождения странных кварков в случае образования кварк-глюонной плазмы. Подавление числа 3¡"ф, происходит из-за того, что размер связанного состояния сс оказывается сравним с дебаевским радиусом экранирования

в плазме. Однако, для всех предложенных до сих пор сигналов образования кварк-глюонной плазмы найдены аналогичные эффекты в чисто адронном газе, так что ни один из них не является качественным, но все они требуют тщательного количественного анализа. ТЪким образом, проблема регистрации кварк-глюонной плазмы все еще открыта.

В большинстве работ по рождению адронов в ядро-ядерном столкновениях предполагается, что адроны несут информацию в основном о стадии распада адронного газа, и забывают о предыдущей эволюции столкновения. Однако, как показано в данной работе, эта точка зрения слишком упрощена. Благодаря тому, что толщина слоя адронного газа, окружающего кварк-глюонную плазму, сравнима с длиной свободного пробега адрона в нем, адроны, вылетающие с поверхности кварк-глюонной плазмы слабо экранируются. Таким образом, адроны рожденные в результате вылета кварков или глюонов из приповерхностного слоя кварк-глюонной плазмы, их адронизации на ее поверхности и прошедшие без перерассеяния окружающий адронный газ, составляют значительную часть конечных адронов. Далее такие адроны мы будем называть "прямыми", в отличие от обычно рассматриваемых "распадных" адронов, образующихся в результате распада адронного газа. Прямые адроны несут информацию о поверхности кварк-глюонной плазмы, и могут быть использованы для исследования ее поверхности и построения сигналов ее образования. В настоящее время, в литературе обсуждается непрерывное излучение адронов из адронного газа до начала его распада на конечные адроны, но учет такого излучения не что иное как еще одна, возможно более реалистичная модель описания распада сильно взаимодействующей материи на конечные адроны, в то время как излучение адронов непосредственно с поверхности кварк-глюонной плазмы - принципиально другой процесс.

Если бы размер ядер был значительно больше длины свободного пробега адрона в адронном газе, то таким поверхностным эффектом можно было бы пренебречь, однако, размеры даже самых тяжелых ядер сравнимы с длиной свободного пробега, и

такое поверхностное излучение, как показано в работе, является значительным.

Цель работы. Целью данной работы является изучение рождения прямых адронов на поверхности кварк-глюонной плазмы в случае ее образования ядро-ядерном столкновении; оценка их выходов и сравнение их с выходами распадных адронов;

Актуальность работы. В настоящее время ведутся активные поиски кварк-глюонной плазмы в ядро-ядерном столкновениях на ускорителях AGS, SpS а также планируются эксперименты на строящихся коллайдерах RHIC и LHC. Среди предложенных сигналов образования КГП нет ни одного качественного эффекта, однозначно связанного с образованием плазмы в таких столкновениях. В частности, распространено мнение, что адроны не несут непосредственной информации о кварк-глюонной плазме, и единственный способ ее прямого изучения - прямые фотоны и дилептоны.

Поэтому особое значение приобретает предложенный в работе эффект, на основе которого возможно изучение приповерхностной области кварк-глюонной плазмы с помощью адронных сигналов.

Научная новизна. Впервые рассмотрено излучение адронов непосредственно с поверхности кварк-глюонной плазмы в случае ее образования в ядро-ядерном столкновении. Такие адроны несут информацию о поверхности кварк-глюонной плазмы, и могут быть использованы для изучения ее свойств. Показано, что прямые адроны доминируют при малых поперечных импульсах. Учет излучения прямых адронов приводит к значительному изменению эволюции горячей материи по сравнению с обычной гидродинамической моделью. Предложен новый сигнал образования кварк-глюонной плазмы, основанный на характерном подъеме распределения по поперечным импульсам в области малых поперечных импульсов.

Конкретный личный вклад автора. По теме диссертации опубликовано 5 работ в соавторстве. Лично автором получены все необходимые оценки, продемонстрирована значимость излучения прямых адронов и построена модель рождения прямых

адронов в ядро-ядерных столкновениях с учетом их поглощения в адронной шубе. Разработана компьютерная программа, реализующая эту модель, и позволяющая вычислять выходы прямых адронов во всем диапазоне представляющих интерес энергий (AGS, SpS, RHIC и LHC). Предложен новый сигнал образования кварк-глюонной плазмы, основанный на характерном подъеме распределения по поперечным импульсам в области малых поперечных импульсов.

Апробация работы и публикации. Работы, положенные в основу диссертации, докладывались автором на семинарах и конференциях ИОЯФ РНЦ "Курчатовский Институт", на международных конференциях "Релятивистская ядерная физика и квантовая хромодинамика", XIII Международный семинар по проблемам физики высоких энергий (Дубна, 1996), и были представлены в виде стендовых докладов на международной конференции "Кварковая материя-1997" (Тсукуба, 1997).

Основные результаты диссертации опубликованы в 5 работах, список которых приведен в приведен в конце автореферата.

Положения, выносимые на защиту.

• Значительность вклада прямых адронов в полное адронное излучение в ядро-ядерном столкновении в случае образования кварк-глюонной плазмы.

• Существенность излучения прямых адронов для динамики ядро-ядерного столкновения.

• Метод вычисления выходов прямых адронов в столкновениях ультрарелятивистских ядер.

• Выходы прямых пионов и резонансов в столкновениях РЪ + РЬ при энергиях 158 А-ГэВ (SpS) и 3150+3150 А-ГэВ (LHC).

• Новый возможный сигнал образования кварк-глюонной плазмы в столкновениях ультрарелятивистских тяжелых ионов, связанный с характерным подъемом распределения по поперечному импульсу в мягкой области для различных адронов в случае образования КГП.

Структура и объем работы. Диссертационная работа состоит из введения, трех глав и заключения. Основная часть диссертации содержит 55 страниц текста, в том числе 3 таблицы и 24 рисунка. Список использованной литературы содержит 51 наименование.

Содержание работы.

Во введения сформулирована цель работы и кратко изложено ее содержание.

В первой главе сделан обзор современного состояния релятивистской ядерной физики, обсуждены известные результаты по уравнению состояния сильно взаимодействующей материи в районе фазового перехода деконфаймента, наиболее распространенные модели эволюции горячей материи, сигналы образования кварк-глюонной плазмы. Рассмотрены основные работы по излучению адронов с поверхности кварк-глюонной плазмы и из глубины адронного газа до начала его распада на отдельные адроны.

В настоящее время сложилось устойчивое представление, что столкновение релятивистских ионов с образованием кварк-глюонной плазмы происходит следующим образом: при прохождении сталкивающихся ядер друг сквозь друга образуется горячая материя, которая затем термализуется, и, если в центральной области достигнута достаточно высокая плотность энергии, образуется кварк-глюонная плазма, окруженная слоем адронного газа. Затем система расширяется, остывает, происходит обратный фазовый переход из плазмы к адронному газу, и, в конце концов, его распад на конечные адроны и резонансы, которые уже и долетают до детекторов. Таким образом, предполагается, что подавляющее большинство конечных адронов рождается при распаде адронного газа, и только малая часть - на самом начальном этапе столкновения за счет жестких процессов. Однако, как показано в данной работе, эта точка зрения слишком упрощена. Благодаря тому, что толщина слоя адронного газа, окружающего кварк-глюонную плазму, сравнима с длиной свободного

ного пробега адрона в нем, адроны, вылетающие с поверхности кварк-глюонной плазмы слабо экранируются. Таким образом, адроны рожденные в результате вылета кварков или глюонов из приповерхностного слоя кварк-глюонной плазмы, их адрониза-ции на ее поверхности и прошедшие без перерассеяния окружающий адронный газ, составляют значительную часть конечных адронов. В отличие от обычно рассматриваемых "распадных" адронов, образующихся в результате распада адронного газа, такие прямые адроны несут информацию о поверхности кварк-глюонной плазмы, и могут быть использованы для исследования ее поверхности и построения сигналов ее образования.

По-видимому первой работой в которой было рассмотрено излучение адронов с поверхности кварк-глюонной плазмы была работа [1], в которой рассматривалось влияние вылета кварков из объема плазмы и превращение их в адроны на ее поверхности на внутреннее давление на поверхность плазмы, и, таким образом, на ее эволюцию. При описании адронизации кварка на поверхности плазмы предполагалось, что каждый кварк с импульсом, большим порогового 250 МэВ/с), превращается в адрон с импульсом |рч. В рамках такой модели оказалось, что уносимая такими адронами энергия очень велика, и плазма остывает скорее за счет излучения адронов, чем за счет гидродинамического расширения. Однако позднее, в работе [2] было показано, что если описывать адронизацию кварков на поверхности плазмы с помощью струнной модели, то такое излучение становится пренебрежимо мало, и может не учитываться при описании динамики системы. В обеих этих работах не рассматривалась возможность прохождения образовавшихся на поверхности плазмы адронов сквозь окружающий адронный газ. В последнее время в литературе стали появляться работы по излучению адронов из толщи адронного газа до начала его распада [3, 4, 5], но излучение адронов непосредственно с поверхности кварк-глюонной плазмы до смх пор не было рассмотрено. Излучение адронов из глубины адронного газа до начала его распада и мгновенный распад адронного газа - это не более чем две разные параметризации одного и того же процесса, в то время как излучение

прямых адроновс поверхности кварк-глюонпой плазмы это принципиально другой процесс.

Во второй главе подробно описана модель, используемая для оценки выходов прямых адронов и оценена устойчивость модели по отношению к вариациям основных параметров модели.

В модели предполагалось, что после своего образования в самом начале столкновения, горячая материя термадизуется, и начинает гидродинамически расширяться. Это расширение продолжается до тех пор, пока плотность энергии не станет ниже критической. На фоне гидродинамического расширения происходит непрерывное излучение прямых адронов с поверхности кварк-глюонной плазмы. Полный выход прямых адронов определяется временем жизни плазмы, скоростью излучения кварков и глюонов с ее поверхности, вероятностью их адронизации и вероятностью вылета образовавшихся адронов сквозь окружающий адронный газ без перерассеяния.

Для оценки времени жизни кварк-глюонной плазмы мы использовали гидродинамическую модель. При вычислении выходов адронов в области центральных быстрот мы пренебрегали сложными трехмерными течениями, и рассматривали только продольное и поперечное расширение горячей материи. Мы описывали продольное расширение приближенно с помощью Бьеркенов-ской (скейлинговой) гидродинамики и численно решали полученные уравнения, причем на каждом шаге по времени из каждого элементарного объема вычиталась энергия, унесенная прямыми адронами.

Скорость излучения (число частиц, излученных в единицу времени из единичного объема) кварков и глюонов с поверхности кварк-глюонной плазмы мы находили из условия, чтобы излучение ее слоя бесконечной толщины описывалось формулой Стефана-Больцмана для излучения черного тела. В результате, мы получили для скорости излучения:

. (17Я! 4 £

£(Ррс1*х Д,-(е) (ехр(е/Г) ± 1)' и

где плюс соответствует фермионам, минус - бозонам, с1 - выро-

жденность (с1 = 16 для глюонов, с1 = 24 для и, й, с1, ё кварков), Т -температура, е, р - энергия и импульс вылетающей частицы и Л - длина свободного пробега частицы в веществе. Для получения скорости излучения кварков и глюонов с поверхности плазмы мы интегрировали скорость излучения из единицы объема по всему объему, занимаемому плазмой, с весом, равным вероятности вылететь без перерассеяния:

Р=ехр{-У А"1 (£,*)</*}, (2)

где интегрирование ведется вдоль (прямой линии) пути частицы в плазме, и А(е,а:) - длина свободного пробега частицы, зависящая от энергии частицы £ и локальной плотности энергии в точке х.

Длины свободного пробега кварка и глюона в кварк-глюонной плазме и адрона в адронном газе вычислялись по формуле

хгЧа) = Е/ ± /Ы)зг5йр(1 ± /(54))

{2*)АЦр1+р2-р3-р4)\Ми)*,

(3)

где рассматриваются только двухчастичные реакции, е, р - энергия и импульс начальных (индексы 1,2) и конечных (индексы 3,4) частиц, /(е)— функции распределения (бозе или ферми), Л- матричный элемент соответствующей реакции и суммирование ведется по всем возможным реакциям. Матричные элементы рассеяния кварков и глюонов в кварк-глюонной плазмы мы вычисляли стандартными методами КХД при конечных температурах.

Для оценки вероятности вылета прямого адрона без перерассеяния в окружающем плазму адронном газе мы использовали выражение (2), с той разницей, что интегрирование ведется вдоль пути частицы в адронном газе, и в качестве А(е, х) используется длина свободного пробега адрона в адронном газе. В качестве длины свободного пробега адрона в адронном газе мы использовали длину свободного пробега пиона в пионном газе, так как во-первых, пионы составляют более 50% всех адронов в адрон-

ном газе, и во-вторых, сечение пион-пионного рассеяния в области у/И < 1 ГэВ значительно больше, чем ттК, тгЛг и т. д. Для ее оценки использовалась формула, полученная из (3), связывающая длину свободного пробега и сечение рассеяния, причем брались известные экспериментальные сечения пион-пионного рассеяния. Полученные длины свободного пробега пиона в пионном газе при различных температурах последнего показаны на рис. 1. Там же показаны для сравнения длины пробега пиона в нуклонном газе при различных температурах и фиксированном хим. потенциале, соответствующем соотношению тг и р при энергиях БрЗ.

При прохождении поверхности кварк-глюонной плазмы, вылетающий кварк или глюон вытягивают за собой трубку цветных полей. Для того, чтобы образовался конечный адрон, необходимо, чтобы эта трубка разорвалась, что соответствует обесцвечиванию вылетающего кварка. Это может произойти в результате затягивания кварка или глюона противоположного цвета из кварк-глюонной плазмы в трубку, или в результате рождения кварковой пары в сильном поле трубки. Для определения верхней и нижней границ выходов прямых адронов, мы использовали две предельные модели адронизации кварка и глюона на поверхности кварк-глюонной плазмы: модель "рождения", в которой предполагается, что обесцвечивание происходит в результате рождения кварковой пары, и модель "затягивания", в которой предполагается, каждый вылетающий кварк или глюон затягивает соответствующий обесцвечивающий кварк или глюон из плазмы.

В обеих моделях адронизации энергия конечного адрона лежит в диапазоне шл < е < ер, где ер - энергия вылетающего кварка или глюона, с одинаковой вероятностью для каждого значения. Таким образом, распределение начальных кварков и глю-онов икРЯ'1'9/ё3к, определяет распределение конечных адронов:

гДе /л'г(£> С'Ф) ~~ функция адронизации:

Функции полученные в рамках двух рассмотренных мо-

делей показаны на рис. 2. Относительные выходы различных мезонов взяты из эксперимента по е+с~ аннигиляции при y/s = 30 ГэВ.

В заключение второй главы исследовалась устойчивость предсказаний к вариациям параметров модели - начальной плотности энергии, критической температуры и температуры замораживания, длин свободного пробега кварка и глюона в КГП и адрона в адронном газе. Оказалось, что модель устойчива по отношению к указаным вариациям.

В третьей главе приведены и обсуждены полученные результаты: спектры прямых и распадных адронов в столкновениях Pb-f РЬ при энергиях 158 Л • ГэВ (SpS) и 3150 + 3150 158 Л - ГэВ, спектры прямых, квазипрямых и распадных фотонов в этих столкновениях. Сделано сравнение эволюции горячей материи с и без учета излучения прямых адронов.

Параметры модели, описанной в главе 2, выбирались так, чтобы воспроизвести экспериментальное распределение пионов по поперечному импульсу в области центральных быстрот для данного столкновения. Далее, с этими параметрами производились все последующие расчеты.

На рис. 3 показаны полученные распределения различных мезонов по поперечному импульсу в области центральных быстрот в столкновении РЬ + РЬ при энергии SpS (158 Л • ГэВ) в рамках различных моделей адронизации: "рождения" (слева) и "затягивания" (справа). Сплошные линии соответствуют распадным адронам, пунктирные - прямым. Распределения различных мезонов последовательно умножены на Ю-2. Как видно из рисунка, в рамках модели "затягивания" прямые адроны доминируют в мягкой области распределений по поперечному импульсу, причем их вклад возрастает с ростом массы мезона. Аналогичная

ситуация имеет место в рамках модели "рождения", с той только разницей, что прямые пионы не доминируют нигде, но начиная с К и г) прямые мезоны начинают доминировать в мягкой области.

Аналогично выглядят распределения прямых и распадных ад-ронов в столкновении РЬ -+ РЬ при энергии ЬНС, показанные на рис. 4. Прямые адроны доминируют в мягкой области и их вклад возрастает с ростом массы мезона. В рамках модели "рождения" прямые пионы не доминируют над распадными ни при каких поперечных импульсах. Но начиная с т) мезона прямые мезоны доминируют в мягкой области в рамках любой модели адрониза-ции.

Вклад прямых адронов в мягкую область приводит к тому, что в распределении по поперечному импульсу возникает характерный подъем, который может быть использован для диагностики образования кварк-глюонной плазмы в ядро-ядер ном столкновении.

Двухфотонные распады прямых пионов и г;-мезонов приводят к образованию квазипрямых фотонов. В настоящее время такие фотоны считаются вредным фоном для прямых фотонов, однако они также несут информацию о поверхности кварк-глюонной плазмы. Показано, что квазипрямые фотоны доминируют в мягкой области распределения по поперечному импульсу.

Влияние учета излучения прямых адронов на эволюцию горячей материи удобно сравнить с помощью контуров постоянной плотности энергии на плоскости радиус-время. На рис. 5 показаны контуры постоянной плотности для расчетов при энергии ЬНС. В чистой кварк-глюонной плазме и смешаной фазе линии уровней проведены реже, вадронном газе - чаще. В начальный момент времени в центре имеется чистая кварк-глюонная плазма, вокруг нее - смешанная фаза, и еще дальше от центра - чистый адронный газ. При эволюции системы граница плазмы сдвигается от центра, затем движется к центру, и в некоторый момент плазма исчезает. Затем исчезает смешанная фаза и адронный газ. Если сравнить эволюцию без излучения и с излучением, видно, что прямые адроны уносят значительную часть энергии и приводят к уменьшению времени жизни горячей материи при-

мерно в 1.2 раза, и значительному уменьшению объема, занимаемого горячей материей.

В заключении сформулированы основные выводы.

Основные результаты работы.

Основные результаты диссертационной работы таковы.

• Рассмотрено прямое излучения адронов с поверхности кварк-глюонной плазмы в случае ее образования в ядро-ядерном столкновении. Показано, что такое излучение дает существенный вклад в полное адронное излучение и приводит к заметному изменению эволюции горячей материи по сравнению с обычной гидродинамической моделью.

• Показано, что в случае образования кварк-глюонной плазмы прямые адроны доминируют в мягкой области спектра, причем их вклад в полное адронное излучение растет с ростом массы адрона.

• Предложен новый возможный сигнал образования кварк-глюонной плазмы, основанный на характерном усилении выходов адронов с малыми поперечными импульсами.

Список литературы

[1] M.Danos, J.Rafelski, Phys. Rev. D27 (1983) 671.

[2] B.Banerjee, N.K.Glendenning, T.Matsui, Phys.Let. 127B (1983) 453.

[3] F.Grassi et al., Phys.Lett. B355 (1995) 9. F.Grassi et al., Z.Phys. C73 (1996) 153.

[4] F.Grassi et al., Phys.Rev.Lett. 80 (1998) 1170.

[5] C.M.Hung and E.Shuryak, hep-ph/9709264.

Основные результаты диссертации опубликованы в следующих работах:

1. Д.Ю.Пересунько и др., 'Квазипрямые фотоны и диагностика кварк-глюонной плазмы', Ядерная Физика т. 58 (1995) с. 1534.

2. D.Yu.Peressounko and Yu.E.Pokrovsky, 'Direct Hadrons and Quasidirect Photons in Diagnosing of Quark-Gluon Plasma: Hy-drodynamical Approach' тезисы доклада на XIII Международном семинаре по проблемам физики высоких энергий, Дубна, 1996, с. 141.

3. D.Yu.Peressounko and Yu.E.Pokrovsky, 'Direct hadron production in ultrarelativistic heavy-ion collisions' Nucl. Phys. A 624 (1997), 738.

4. D.Yu.Peressounko and Yu.E.Pokrovsky, 'Direct hadron production in ultrarelativistic heavy-ion collisions' тезисы доклада на 13 International Conference on Ultra-relativistic Nucleus-Nucleus Collisions 'Quark Matter'97, Tsukuba, Japan, 1997, p. I-T-51.

5. D.Yu.Peressounko, 'Direct hadron production and radial flow reduction as quark-gluon plasma signature' тезисы доклада на 13 International Conference on Ultra-relativistic Nucleus-Nucleus Collisions 'Quark Matter'97, Tsukuba, Japan, 1997, p. I-T-52.

20-

15-

3

-е ю-

' ч / ^

пЫ •

I ! I I | I I I I I

1

2

Е (ГэВ)

-г i i i i i ( i i i i i i I I I }

3 4

Рис. 1: Длина свободного пробега пиона в пионном газе (7Г7г) , а также длина свободного пробега пиона в нуклонном газе (жИ) при различных температурах и фиксированом барионном хим. потенциале = 200 МэВ: сплошная линия - Т = 140 МэВ, пунктирная линия - Т — 160 МэВ и точечная - Т — 200 МэВ.

/

/

Рис. 2: Вероятность адронизации и, и, с1, ¿1 кварков в различные адроны в рамках модели "рождения" (слева) и модели "затягивания" (справа).

Р1 (ГэВ/с) Р( (ГэВ/с)

Рис. 3: Распределения по поперечному импульсу 7г, К, г], р, и и К* мезонов в области центральных быстрот в столкновении Р6-+ РЬ при энергии БрБ в рамках модели "затягивания" (слева) и "рождения" (справа). Сплошные линии соответствуют распадным адронам, пунктирные - прямым. Распределения различных мезонов последовательно умножены на Ю-2.

Р1 (ГэВ/с) р, (ГэВ/с)

Рис. 4: Распределения по поперечному импульсу тг, К, ц, р, и и К* мезонов в области центральных быстрот в столкновении РЬ + РЬ при энергии ЬНС в рамках модели "затягивания" (слева) и "рождения" (справа). Сплошные линии соответствуют распадным адронам, пунктирные-прямым. Распределения последовательно умножены на 10~2.

Рис. 5: Контуры постоянной плотности энергии для столкновения РЬ -+ РЬ при энергии ЫЮ для эволюции с учетом излучения прямых адронов (слева) и без него (справа).