SERVICE DE PHYSIQUE THÉORIQUE

Commissariat à l'Énergie Atomique

Centre d'Études Nucléaires de SACLAY

INSTITUT DE RECHERCHE FONDAMENTALE Département de Physique Générale

SERVICE DE PHYSIQUE THÉORIQUE

PROPRIETES DE LA MATIERE A GRANDE DENSITE D'ENERGIE

p a r

J . P . BLAIZOT

Sznvlce. dz Phy&ique. TkeonAqud ŒN-SACLAy

91191 Giû-àuA-yv&Ue. Czd<LX, F nance.

3. B i e n n a l e n u c l e a r ehys.'.ss symposium

V J S S O Î S

^ r - n c s )

Saciay PhT/85-002

•U2 ^sb 19B5

PROPRIETES DE LA MATIERE A

CRANTE DENSITE D'ENERGIE

par

J . P . BLAIZOT

Service de Physique Théorique ŒS-SACLAÏ

91191 Gif-sur-ïvette Cedex, France

1 - INTRODUCTION

D u des prédictions l e s plus spectaculaires de l a chroaodyneaique quantique(QCD) esc c e l l e qui concerne la t r a n s i t i o n de dé continssent au cours de laquelle l e s hadrons se Hisolvent en un plasma de quarks e t gluona. Un c e r t a i n nombre d'arguments 'heuristiques b a s é s » s u r - l e s propriétés g é - n é r a l e s de QCD, a i n s i que des c a l c u l s numériques d é t a i l l é s , indiquent que c e t t e t r a n s i t i o n doit ae

"" produire lorsque l a densité d'énergie € de la matière hadronique dépasse une valeur c r i t i q u e (€ ~ 2 GeV/fm ) de l'ordre d'une dizaine de f o i s c e l l e correspondant a l a matière nucléaire o r d i - n a i r e . A c e t t e densité d'énergie c r i t i q u e correspond une température d'environ 200 HeV. Les condi- t i o n s requises pour l a formation de ce plasma ne se trouvent r é a l i s é e s que dans des circonstances Créa exceptionnelles (tout début de l ' u n i v e r s , intérieur des é t o i l e s i neutrons). Mais i l e x i s t e ' de bonnes raisons de croire que de t e l l e s conditions peuvent ê t r e créées en l a b o r a t o i r e , lors de

c o l l i s i o n s d'ions lourds de t r è s grande énergie (E. . > 1 TeV/A). C'est l a raison des e f f o r t s , tant théoriques qu'expérimentaux, qui sonc actuellement engagés pour étudier c e s c o l l i s i o n s . De nombreuses revues * * * e x i s t e n t sur ce sujet en évolution rapide, et nous nous contenterons dans c e t exposé introductif de rappeler quelques arguments simples qui permettent d'obtenir l e s ordres de grandeurs des quantités importantes dans le problème. Puis nous discuterons brièvement l e s hypo- thèses physiques qui ont conduit a l ' é l a b o r a t i o n d'un scénario pour las c o l l i s i o n s d'ions lourds u l t r a r e l a t i v i s t e s , scénario que nous décrirons dans ses grandes l i g n e s .

2 - DIAGRAMME DE PHASE DE LA MATIERE HADRONIQUE

Une version simplifiée (et hypothétique) du diagramme de phase de l a matière hadronique est présentée dans la figure 1. Dans cet exposé nous nous intéresserons uniquement 3 la t r a n s i t i o n de phase attendue a haute température (T ~ 200 HeV) et/ou grande densité baryonique. Afin de p r é c i s e r l e s o.'dres de grandeurs, i l e s t u t i l e de décrire la matière hadronique à l ' a i d e d'un modèle simple.

En f a i t nous considérerons deux modèles, l'un pour décrire l a t r a n s i t i o n a densité baryonique nulle l ' a u t r e pour décrire la t r a n s i t i o n a température n u l l e .

A nombre baryonique nul, nous supposerons que la matière hadronique e s t constituée d'un gai de pions de masse nulle e t sans interactions. La pression de ce gaz e s t donnée par :

P

* -

-

(.)

90 ^{l w}

'g^.jterjw

»I»III natrali

f

OMitte» eMa

1 ' -

1 1

1 I 1 r

I I A ^ N S A . \ / frtfpwititim

1ill§'i

ÉÈÊL ^~-

Pigure I Diagraaae de phase de la matière hadronique n

cléaire ordinaire. ° 0,17 nucUons/fn eat la den.ité de la utiere nu-

•tim—J!"* *?i ??""***•U U te t" ^é r a t U t e' """*« e t *l u° « » ° " déconfiné, et n'inter.gia.ent pra- t«,«e«»t p.. (Xxberté aay-ptotique). U prea.ion de ce plas». de quark, et gluon. e.t donnée par :

rQC

2 37 — T*

90 (2)

,-flù B e . t U preaaion exercée par l e vide , u r l e p l . „ . e t 37 e . t l e nombre de degré, de l i b e r t é e f f e c t i f , d»^{p UM a}, p o ^ ^deux ,^{a v}.^{u r}, ^{d f t quark< ( u et d ) CoBp-rant l M} „^{p r e}„^{i o n}, ^{(J) et ( 2 )}

• o u . voyons q u ' i l e x i s t e une température T^c où l e . p r e s s i o n , . ' é g a l i . e n t : 45 . ! / «

1 7 i rz

.1/4 0,72 B 1/4

(3)

• * ^ * ^ s W « '

Pour T < T^c , U pha.c de pre.aion maxisalc e . t l a phase hadronique, tandis que pour T > T c ' e . t l e ^ p l , .^M qU i a X a plu, ^grand. ^p.^{e g},^{i o n}. ^{Pour une valeur} »t y p i q u e. , ^{d e u C0Mtant(1 B}

B ~ 200 MeV, on obtient T ~ 150 MeV.

Koton. qu. dan. ce « d e l e simple, l^a t r a n s i t i f « t du ^{p r e D}i « r ordre, avec uae chaleu, U u n t . ^que l ' o n peut exprimer c o « 1a différence entre l e , d e n . i t é . d'énergie du pla.sui e t de 1 . phase ha- dronique :

û£ - B • — 45 B

(37 - 3) - 4 B 30 17 IT

(4)

s o i t û£ ~ 1 CeV fa)"³ pour B^{I A} ~ 200 MeV.

A température mile, U matière hadronique e s t co.po.ee de nucléon.. Lor.que l a d e n . i t é augmente, l e . nucléon. co-sencent â . . recouvrir, ce qui conduit au déconfine-ent. La d e n . i t é nc â U q u e l l e , . produit la t r a d i t i o n e . t r e l i é , â 1 . d e n . i t é n < j de 1 . matière nucléaire ordinaire

* ' ° c/ oo " (Vrn > °« rn e . t 1« rayon e f f e c t i f du nucléon e t r U d i . t a n c . «oy.nne antre l e . nucléon. . 1 . d « . . i t é o r d i n a i r . ( »o ~ . , 2 f „ ) . Pour rf l ~ I f , « obtient n ~ 2 „ , t a n d i . qu.

n

c ~ '*

o

n ~ ° '

'

°

Il e x i s t e bien d'autres manières i n t u i t i v e s d'obtenir ces ordres de grandeur. Par exemple nous aurions pu determiner la température où le gaz de pions se transtorme en un plasma de quarks e t de gluons en u t i l i s a n t un argument similaire â c e l u i que nous venons d'employer pour décrire l a tran- s i t i o n à température n u l l e . I l s u f f i t de considérer que la t r a n s i t i o n s ' e f f e c t u e lorsque tout l'espace e s t rempli de pions c ' e s t - à - d i r e lorsque -^r— r n. « 1. Comme le nombre de pions iu e s t n , ~ 3T³ —Stîi = 0.365T³. en obtient a i n s i T = - ' — , s o i t T ~ 285 MeV pour r ~ 0,6 fm.

" 2 c r e ' T

I l s ' a g i t d'une température sensiblement supérieure à c e l l e obtenue précédemment, ce qui donne une idée de 1'incertitude qui entache ces e s t i m a t i o n s . D'autres modèles sont d é c r i t s dans les références ( 6 - 1 2 ) .

Des informations plus précises sont obtenues à partir des c a l c u l s de chromodynaaique quantique sur réseaux. Malheureusement ces c a l c u l s ne donnent p a s , du moins à l'heure a c t u e l l e , d'information complète sur l e diagramme de phase nais seulement sur l e s transitions qui ont l i e u 2 nombre taryoaique nul. Ces calculs fournissent des évidences pour au moins deux t r a n s i t i o n s de phase â haute température, la t r a n s i t i o n de déconfinement à T » T. e t la t r a n s i t i o n associée A la restauration de la symétrie c h i r a l e à T - T , . Les c a l c u l s l e s plus récents ' montrent

qu'en f a i t T , ~ T, . Dans l e s c a l c u l s où l'on néglige complètement l e s quarks, la t r a n s i t i o n en dec j _ . ^ . ^ j-p*

de déconfinement apparaît clairement * ' ' comae une t r a n s i t i o n du premier ordre T ~ 200 HeV avec une chaleur latente de l'ordre de I a 2 CeV fm . Lorsque l ' o n t i e n t compte des quarks, l e s c a l c u l s sont beaucoup plus compliqués e t l e s r é s u l t a t s encore quelque peu controversés. Cependant

18 19}

i l semble bien ' que la s i t u a t i o n reste-qualitativement la même; s e u l e là chaleur latente de l a transition e s t augmentée et vaut de 2 à 6 GeV fm . Ces valeurs sont en accord avec l e s ordres de grandeur obtenus plus haut S l ' a i d e des modèles simples. I l s indiquent que l ' é c h e l l e de densité d'énergie à atteindre pour observer lp. t r a n s i t i o n de déconfinement e s t de l'ordre de quelques GeV/fn . A t i t r e de comparaison, notons que la densité d'énergie de la matière nucléaire ordinaire

3 3 e s t 0,16 CeV/fm , c e l l e d'un proton au repos de l'ordre de 0,5 CeV/fm .

3 - SCENARIO D'UNE COLLISION D'IONS LOURDS ULTRARELATIVISTES

Une des questions e s s e n t i e l l e s qui motivent l'étude des c o l l i s i o n s d'ions lourds u l t r a r e l a - t i v i s t e s e s t de savoir s ' i l se forme au cours de ces c o l l i s i o n s des zones relativement étendues où l a densité d'énergie e s t dix â cent f o i s plus grande que c e l l e de la matière nucléaire ordinaire.

La réponse â c e t t e question exige une compréhension assez d é t a i l l é e des phénomènes complexes qui peuvent se manifester au cours de ces c o l l i s i o n s , compréhension que nous sommes encore bien l o i n de posséder. Néanmoins, au cours de ces dernières années un scénario plausible d'une c o l l i s i o n d'ions lourds u l t r a r e l a t i v i s t e s a été c o n s t r u i t , et nous allons l e présenter dans ses grandes l i g n e s . Clairement, l e s c o l l i s i o n s centrales sont potentiellement l e s plus i n t é r e s s a n t e s . Bien que rares, e l l e s représentent néanmoins une fraction importante du nombre t o t a l de c o t i s i o n s . Un simple argument géométrique montre le nombre de c o l l i s i o n s 3 paramètre d'impact b < b et l e nombre t o t a l

2 ° de c o l l i s i o n s sont dans le rapport (b /2R) où R est le ravon des noyaux qui entrent «n c o l l i s i o n .

o

Pour des noyaux d'Uranium (R ~ 7,4 fo) et un paramètre d'impact b ~ 1 f o , on obtient

2 -3 ° (b /2R) = 5 10 : les c o l l i s i o n s à paramétre d'impact inférieur i I fm représentent donc û,5 7.

du t o t a l des c o l l i s i o n s . De t e l l e s c o l l i s i o n s centrales sont facilement i d e n t i f i a b l e s par l e s 3 4 très grandes m u l t i p l i c i t é s des particules qui y sont produites ; typiquement <ns - 1 0 - 10 . Ce sont de ces c o l l i s i o n s centrales dont i l sera question dans toute la s u i t e .

L'étude des c o l l i s i o n s proton-noyau a conduit à distinguer deux régimes d'énergie pour les c o l l i s i o n s d'ions lourds u l t r a r e l a t i v i s t e s . A des énergies modérées (E, . ~ 10 T,eV/A) i'. e x i s t e

une probabilité appréciable pour que l e s c o l l i s i o n s multiples conduisent l e s noyaux à l ' a r r ê t dans leur centre de masse. (Rappelons que le nombre moyen de c o l l i s i o n s e s t de l'ordre de RM • R ne ~ 0,7S A ou R » 1.2 A e s t le rayon du noyau, n - 0,16 fm l a densité et

3 ~ 0,4 fm une s e c t i o n e f f i c a c e typique; pour un gros noyau -; 6 ) . Dans ce régime, de trSs grandes 2 R d e n s i t é s baryonicmes peuvent ê t r e a t t e i n t e s (n • 3 - 10 n ) . A plus haute énergie (^E,^{a h} ~ ' TeV/A) s ' i n s t a l l e l e régioe de la "irszspcavr.ce" : la c o l l i s i o n peut ê t r e d é c r i t e en considérant que l e s noyaux se traversent, convertissant une partie importante de leur énergie cinétique en énergie d ' e x c i t a t i o n . Cette énergie est distribuée dans t r o i s - ' g i o n s que l'on distingue par l a rapidité des p a r t i c u l e s qui y sont produites. On appelle régions de fragmentation l e s deux régions de l ' e s - pace de phase où la r a p i d i t é des particules produites est v o i s i n e de la rapidité du p r o j e c t i l e ou de la c i b l e . La région centrale contient l e s particules de f a i b l e rapidité (dans l e centre de mas- s e ) . On peut en f a i t a s s o c i e r l e s régions de fragmentations aux portions d'espace occupées par l e s noyaux ( c ' e s t de là que viennent les particules rapides) e t la région centrale à l a zone qui r e l i e l e s deux noyaux qui s'éloignent l'un de l ' a u t r e après la c o l l i s i o n , (voir figure 2 ) .

„, . _. , ,. ... r Grande densité d'énergie Regions de fragmentation* [

_, . . . r Grande densité d'énergie Region centrale = |

Figure 2

Image d'une c o l l i s i o n central* représentant l ' é t a t du système peu de tempi après la c o l l i s i o n . La région c e n t r a i t c o n t i e n t peu ou pas de baryons, mais une densité d'énergie de l'ordre d*

1 2 2 GeV/fm . La compression d* la matière baryonique dans l e s régions de fragmentation e s t f a i b l e qu'a basse énergie (typiquement n ~ 3 - 4 n , la densité d'énergie peut y atteindre

2 CeV/fo . (Pour l ' e s t i m a t i o n des densités d'énergie, voir références 21-25).

Nous a l l o n s nous i n t é r e s s e r dan; la s u i t e à l ' é v o l u t i o n de la région c e n t r a l e . La d e s c r i - ption des régions de fragmentations e s t compliquée par la présence des baryons e t l a formation de particules à l ' i n t é r i e u r des noyaux. La figure 3 montre un diagramme d'espace temps s i m p l i f i é r e - présentant l e s d i f f é r e n t e s étapes de la c o l l i s i o n .

Figure 3

Diagramme d'espace temps pour une c o l l i s i o n d'ions lourds u l t r a r e l a t i v i s t e s .

Nous a l l o n s décrire succinctement chacune de ces étapes. Pour des temps n é g a t i f s , l e s deux ions se dirigent l'un vers l'autre à une v i t e s s e v o i s i n e de c e l l e de la lumière. Nous avons négligé sur l e diagramme l ' e x t e n s i o n des ions dans la d i r e c t i o n ! • En f a i t la contraction de Lorcntz réduit c e t t e extension à 2R/y , où y • — — — et 8 e s t le rayon du noyau. Cependant l e nSae facteur de contraction t « i/VI - v ne s'applique pas aux composants de p e t i t e impulsion des fonctions d'ondes nucléaire». Ces composantes sont des fluctuations du v i d e , par exemple des paires qq, dont l'éner",ie

typique est de quelques centaines de HeV. La taille minimum du noyau dans la direction z est donc déterminée par l'extension spatiale de ces fluctations, de l'ordre de 1 fo . Ces composants de petite impulsion jouent un rôle très important : ce sonc elles qui intéragisseat les premières au tours de la collision, les composantes de grande impulsion se traversant essentiellement sans intéragir. Les intéracticns qui ont lieu durant la collision produisent des excitations (quarks, anti-quarks, gluons) qui se "matérialisent" au bout d'un temps caractéristique souvent appelé temps de formation. (Il ne doit pas être confondu avec le temps de formation d'un hadron qui, lui, est beaucoup plus long,et que l'on appelle aussi temps de formation ! ) . Les mécanismes détaillés qui conduisent a cette matérialisation des quanta sont assez mal compris et le temps de formation

2S 261

assez mal connu ' . De même la distribution de quanta au moment ou ils sont formés n'est pas connue. Néanmoins on suppose que cette distribution est invariante dans des boosts de Lorentz

5 ' M

le long de la direction z * . Les quanta se matérialisent donc sur une hyperbole correspondait 2 2 1/2 z au "temps propre" T - (t - z ) . Ils ont alors une vitesse V » —. Dans l'image simplifiée où l'on néglige l'extension longitudinale des noyaux, tout se passe comme si les quanta étaient créés en (z, t) » 0 et se propageaient ensuite sans interaction. Le* plus lents se matérialisent les premiers (en z - 0 a t » t ) , les plus rapides les derniers (effet de la dilatation de Lorentz). C'est durant cette première phase df. la collision, où la plasma se forme, que la majeure partie de l'entropie est produite. Ainsi que cious l'avons mentionné la durée de cette phase de

27)

formation est très mal connue ; elle est probablement très courte : T, < 0,1 - I fm -- form ^

(1 fm ~ 0,33 x 10 sec).

Après que les quanta produits lors de la collision se soient matérialisés, ils vont tout d'abord se propager librement si leur densité est grande (et donc leur interaction faible). Puis i mesure que la densité diminue, les collisions deviennent moins violentes (avec des impulsions relatives plus faibles) mais mettent en jeu des interactions de plus en plus fortes. On s'attend 1 ce que l'effet de ces collisions soit de transformer la distribution initiale de quanta en une distribution d'équilibre local : 28)

. • •» 1 n ( r , p , t) - •

/? + <n²nir, t)

€ ± 1

où T(r, t) est la température locale du système. Notons que par suice de l'invariance de Lorentz, T ne dépend en fait que du temps propre T. Les estimations de la durée T du processus de therma-

8)

lisation sont très incertaines ; des calculs récents conduisent 3 la valeur T ~ C,i fm. Nous supposerons pour fixe» les idées que lorsque le teaps propre atteins la valeur T0" T. • T . - I le systëoe de quanta est en équilibre thermodynamique local. Son évolution ultérieure est alors dé- crite par les équations de l'hydrodynamique :

3.,TMV - 0 (5)

TU U - (6 • P) uy uV • P gu , J (6)

C "»c la densité d'énergie, P la pression, g" ]t tenseur métrique e t u * y ( l , v ) la quadrivitesse du f l u i d e . Si l'on néglige l'expansion transversale du f l u i d e , les équations (S ) admettent une solution où la v i t e s s e e s t sioplemenc donnée par V(z, t) • - . Dans une t e l l e s o l u t i o n , la densité d'entropie varie comme :

T

S(T) • SCT ) ^2 (7)

Ce résultat traduit le fait que l'entropie est conservée au cours de.l'expansion (le volume propre croît cossue I ) . Les variations de la densité d'énergie et de la température obéissent également â des lois d'échelle :

€(i) - € <

{/)

/T vl/ij T(T) • T(

v G*)

(8)

(9)

Les collisions centrales peuvent être décrites dans une géométrie cylindrique.'Surimposée à l'expansion longitudinale décrite précédement, apparaît une onde de raréfaction transversale qui se propage vers l'axe de la collision à la vitesse du son dans le milieu (C /C - 1//7). Une telle onde est illustrée sur la figure 4. En fait l'hydrodynamique reste très largement dominée

Figure 4

Isothermes dans le plan (z, r) (z * axe de la c o l l i s i o n , r « distance à l'axe de c o l l i s i o n ) . Chaque isotherme esc labellée par le rapport de la température correspondante à la température i n i t i a l e . Le front de l'onde de raréfaction e s t indiqué en l i g n e s p o i n t i l l é * » .

par l'expansion longitudinale qui cause un refroidissement rapide du plasma. Par exemple la tempé- rature au point s » 0 descend de 20 X dans un temps de l'ordre de I f e r a i . Le temps que met l'onde de raréfaction pour atteindre l'axa de l a c o l l i s i o n est égal à R/C • ft/ï ai 12 fo pour un gros noyau.

Au bout de ce temps la température au point de c o l l i s i o n est tombée à 40 Z de sa valeur i n i t i a l e .

Lors de l'expansion hydrodynamique, le fluide se refroidie et la température traverse la valeur critique correspondant à la t r a n s i t i o n de déconfinement. La façon précise dont s'opère a l o r s

la transition du plasca de quarks - gluons vers la matière hadronique (hadronisation) est assez mal comprise et d i f f é r e n t s phénomènes peuvent se produire : production d ' é t a t s métastables 38)

(surrefroidissement du plasma) t r a n s i t i o n par un mélange de phases avec formation de bulles de p l a s - ma entourées de taatière hadronique ordin

phénomènes complexes encore peu é t u d i é s .

ma entourées de taatière hadronique ordinaire, front de condensation , e t c — I l s ' a g i t là de 35)

Afin de poursuivre notre description de la c o l l i s i o n , adoptons une s o l u t i o n expéditïve e t considé- rons que le plasma se traiisforae localement en matière hadronique lorsque la température a t t e i n t la valeur T_. Cela correspond à une nouvelle hyperbole, marquée "hadronisation" sur l e diagramme d'espace temps. Si l ' o n suppose, pour fixer l e s idées, que la température d'hadronisation du plasma esc 200 MeV e t l a température i n i t i a l e 250 MeV, 1'hadronisation se produit au bout d'un temps pro-

pre h a d r o n i s a t i o n " [lUÔ/ ^To " ^{2 f B}-

L'expansion hydrodynamique se poursuit jusqu'à ce que l e s hadrons c e s s e n t d ' i n t é r a g i r . Les d i s t r i b u t i o n s d« particules sont alors gelées ( f r e e z e - o u t ) . Cela se produit lorsque la température du système e s t typiquement de l'ordre de la masse du pion : T„ ~ m . Le temps que dure c e t t e der- nière phase e s t donc égal à :

Au-delà de ce temps, les hadrons produits dans la c o l l i s i o n (essentiellement des pions) évoluent sans intéragir jusqu'aux détecteurs.

4 - DISCUSSION

Le scénario que nous venons de décrire a donné l i e u à un certain nombre de c a l c u l s d é t a i l - l é s (voir la l i s t e des références). Cependant ainsi que nous l'avons mentionné, de nombreux problè- mes restent ouverts, que ce s o i t dans la description de la phj«» i n i t i a l e de la c o l l i s i o n où e s t produit le plasma, que dans l e s phénomènes de transport conduisant à u t h e r n a l i s a t i o n ou encore dans l'évolution hydrodynamique du système â travers l e s t r a n s i t i o n s d'hadronisation et de décou- plage. Néanmoins, e t en dépit de son caractère t r è s spéculatif, ce scénario puut ê t r e un guide u t i l e dans l'analyse des expériences 2 venir. Il peut en p a r t i c u l i e r nous permettre de dégager c e r - tains phénomènes caractéristiques dont l'observation c o n s t i t u e r a i t une mise en évidence de la formation d'un plasma c•• quarts et gluons dans une c o l l i s i o n d'ions lourds, i l est bon, à cet égard de le contraster avec un autre scénario qui décrit les c o l l i s i o n s d'ions lourds sans f a i r e i n t e r - venir la formation d'un plasma. L'n t e l scénario e s t obtenu en extrapolant l e s modèles de production de particules développées pour décrire l e s c o l l i s i o n s proton-proton ou proton-noyau. Il e x i s t e

4(1-4 2 >

plusieurs de ces modelés (voir références ) ';ui tous reproduisent l e s données de façon s a t i s - faisante. Décriront-iN Jiissi ui.-n 1rs c o l l i s i o n s noyau-noyau ? si un plasma e s t réellement formé au cours de la c o l l i s i o n , on s'jttend "i ce que i j réponse 'J cette question s o i t non.

Il est toutefois encore bien d i f f i c i l e de prédire quelles iont l e s observables l e s plus affectées par la formation d'un plassia. Les premières expériences s'at tacheront donc à r e c u e i l l i r le maximum d'information sur le» différentes étapes de la c o l l i s i o n . Les d i s t r i b u t i o n s en rapidité at l e s m u l t i p l i c i t é s des hadrons produits nous renseignent sur ce qui se passe à la fin de la c o l - l i s i o n . On peut t o u t e f o i s , iroyennemant quelques hypothèses p l a u s i b l e s , u t i l i^{s c r} c e t t e information

pour reconstruire c e r t a i n e s caractéristiques globales de la c o l l i s i o n . En p a r t i c u l i e r s i nous supposons que l ' é v o l u t i o n du système e s t isentropique (après la formation du plasma), nous pouvons déterminer l e s densités d'entropie ou d'énergie à l ' i n s t a n t T , début de l ' é v o l u t i o n hydrodynamique.

Indiquons, à t i t r e d ' i l l u s t r a t i o n , l e s grandes lignes de ce c a l c u l . Notons tout d'abord que l a den- s i t é d'entropie p d'un système de particules u l t r a r e l a t i v i s t e s , e s t proportionnelle à la densité de quanta e x c i t é s : p s 4n. Comme l'élément de volume propre est égal à d X, Tdy, on en déduit que 2 le nombre de quanta par unité de rapidité est :

^ » T TIR² T s(T) - |lTR²T « (T) (10)

ay 4 4 o o

où nous avons u t i l i s é l'équation (7) qui exprime la consevation de l ' e n t r o p i e .

L'équation (10) r a l i e donc l e s d i s t r i b u t i o n s f i n a l e s de p a r t i c u l e s à l'entropie i n i t i a l e du s y s - 4 4a 3

time s(T ) . Connaissant s , i l e s t f a c i l e de déterminer E puisque € • a T e t s » y ~ T (a • 12,2 pour un plasma de quarks e t de gluons).

Les nombreux pions qui sont produits dans la c o l l i s i o n emportent avec eux encore bien d'autrer informations. Par exemple des mesures de corrélations peuvent permettre de déterminer la t a i l l e de la source émettant ces pions (méthode de Hanburg-Brown et Iwiss). L'analyse des fluctuations dans l e s m u l t i p l i c i t é s peut révéler l e s i n s t a b i l i t é s hydrodynamiques l i é s aux phénomènes de surrefroidissement, e t c . .

Dans l e s premiers stades de l a c o l l i s i o n , de nombreux photons e t dileptons (paire de muons) sont produits. Leur détection e t la comparaison de leur spectre avec c e l u i prédit par l e s modèles usuels de production (processus Drell-Yan par e x ) , peut permettre d ' i d e n t i f i e r l ' é t a t du système t r i s peu de temps apris la c o l l i s i o n et peut-être d ' i d e n t i f i e r l a formation d'un plasma.

Bien d'autres types d'observations ont é t é proposées pour mettre en évidence le plasma de quarks e t de gluons (voir l e s a r t i c l e s de revues c i t é s en réf. 1 , 2 , 3 , 4 ) .

On s'attend également à observer une foule de phénomènes nouveaux dans le* c o l l i s i o n s d'ions lourds u l t r a r e l a t i v i s t e s . On a suggéré l a formation d'objets exotiques de charges non e n t i è r e , de

• a d i r é étrange voire charmée, ou encore de matière constituée de mesons H i g g s . . . On spécule sur l e s conséquences des i n s t a b i l i t é s hydrodynamiques associées à la t r a n s i t i o n de déconfinement et la p o s s i b i l i t é de former des é t a t s métaatables (explosions l o c a l e s , e f f e t s de v o l c a n s ) . . . Il faut bien reconnaître que noobre de ces considérations restent largement s p é c u l a t i v e s . Néanmoins, i l n'est pas déraisonnable d'espérer que dans ce domaine l'expérience nous apportera quelques s u r p r i s e s .

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