Fizikai Szemle honlap |
Tartalomjegyzék |
Zimányi József
Központi Fizikai Kutató Intézet
A magfizikai kutatások első periódusában a magok gerjesztett állapotait könnyű részecskékkel (proton, neutron, alfarészecske) való bombázás útján lehetett létrehozni. A gyorsítótechnika fejlődésével nemcsak a bombázó energiát lehetett növelni néhány MeV-ről néhány GeV-re, hanem a bombázó részek tömegszámát is. Így az 1970-es években már 0,4-2,1 GeV/nukleon energiájú Ar nyalábbal (azaz 40x2,1 = 84 GeV összenergiájú argon magokkal) is lehetett bombázni a célpont magokat. Az ilyen óriási energiával létrehozott rendszerek tulajdonságai merőben különböznek az alacsony energiájú magállapotok tulajdonságaitól. A relativisztikus nehézion reakciók karakterisztikus ideje a 10-22 s körül van. Így ezen reakciók leírására is teljesen új módszereket kellett találni. A néhány száz MeV/nukleon bombázó energiatartományban a nukleon folyadék hidrodinamikai modellje látszik sikeres közelítő módszernek a dinamika leírására. Az ennél nagyobb energiákon azonban tudomásul kell vennünk, hogy rohamosan növekszik a reakcióban keletkezett új részecskék (π mezon, deltarezonancia stb.) száma. Így a folyamat leírására nyomon kell követnünk a részecskék egymásba való átalakulásának és az új részecskék keletkezésének időbeli lefutását, azaz a nehézion reakciók kémiáját. A reakciódinamika ilyen irányból való közelítésére létrehozott első modell [1] alapfeltevéseit az 1. ábra felső részén szemlélhetjük. A tömegközépponti rendszerből nézve egymás felé repülő két urániummag a t = 0 időpillanatban érintkezik egymással. Ezután az uránmagokat jelképező gömbök egymásba hatolnak. átfedő tartományt hozva létre (az ábrán keresztcsíkozott rész) .
Ebben az átfedő tartományban zajlanak le a reakciók a részecskék között. Ebben a zónában a következő típusú részecskék vannak: 1) azok a nukleonok, amelyek még nem ütköztek, eredeti sebességükkel áramlanak (N0); 2) azok a nukleonok, amelyek már ütköztek (N); ezek sebességeloszlását termikus eloszlással közelítjük; 3) az ütközésben keletkezett deltarezonanciák, π és ρ mezonok; ezek sebességeloszlását szintén termikus eloszlással közelítjük. A különböző típusú részecskék számának változását mérlegegyenletek határozzák meg. Így annyi egyenletből álló csatolt differenciálegyenlet rendszert kapunk, ahány részecskefajtát veszünk figyelembe. Ehhez az egyenletrendszerhez egy további egyenletet kell kapcsolnunk az energiamegmaradás biztosítására. Miután az ütköző atommagokat jelképező két gömb teljes átfedésbe került, az ütközések révén felfűtött tűzgömb tágulni kezd. A "kémiai" reakciók a tágulás alatt is folynak. Amikor a rendszer annyira kitágult és lehűlt, hogy a termikus sebességek kisebbé válnak a tágulási (folyási) sebességnél, a nehézion reakciót befejezettnek tekintjük: az ebben az időpontban (a "break up" időpontjában) létező részecskék fogják elérni a detektorokat. Modellünkkel végig tudjuk követni a különböző típusú részecskék számának időbeli változását. Az 1. ábrán a kihúzott vonalak mutatják ezeket a számokat. (T az átfedő tartományban lévő termikus sebességeloszlású részecskék hőmérséklete.) Ha a teljes átfedés után a rendszert nem engedjük tágulni, akkor előbb-utóbb beáll a kémiai egyensúly a részecske fajták között. Az egyensúlyi állapot felé való fejlődést mutatják a szaggatott vonallal jelzett görbék. A kihúzott és a szaggatott vonallal rajzolt görbék összehasonlításából kitűnik, hogy a nehézion reakciókban a kémiai egyensúly nem valósul meg. A hadrokémiai modellből kapott mezonmultiplicitás a tapasztalattal jó egyezésben van. Úgyszintén jól írja le ez a modell a keletkezett részecskék energiaspektrumát is [2]. A modell részletesebb vizsgálata egy további érdekes következtetésre vezet. A tágulási szakaszban a mezonokat emésztő reakciók lassúak, így a már erősen lehűlő anyagban több mezon van, mint amennyi ezen az alacsony hőmérsékleten a spektrum termikus részében elfér. Így a mezonok egy része a legalacsonyabb energiájú állapotba kényszerül, kialakul a π mezonok Bose kondenzátuma [3].