latex
نَسْتَكْشِف تَأْثِيراتِ مَرْحَلَةِ إعادة التشتت الهادرونية المتأخرة على تَدَفُّق \(K^{*0}\). تم إجراء الحسابات النمذجية باستخدام إطار هجين ثلاثي الأبعاد بالإضافة إلى بعد واحد، متضمناً تطور الديناميكا الهيدروليكية والنقل الهادروني الذي تم معايرته ليتوافق مع الملاحظات الشاملة بما في ذلك التفاوت السريع الصعب الإدراك \(v_1\) للهادرونات ذات النكهة الخفيفة. وجدنا أن مرحلة إعادة التشتت الهادرونية المتأخرة تسبب تعديلاً نوعياً كبيراً في \(v_1\) لـ\(K^{*0}\)، مما يؤدي إلى أن يكون لـ\(\frac{dv_1}{dy}(K^{*0})-\frac{dv_1}{dy}(K^{+})\) و\(\frac{dv_1}{dy}(\phi)-\frac{dv_1}{dy}(K^{+})\) إشارات متعاكسة، ويكون التأثير أكثر وضوحاً في التصادمات المركزية مقارنة بالتصادمات الطرفية بسبب الكثافة الأكبر ومدة المرحلة الهادرونية الأطول. علاوة على ذلك، يزداد هذا التأثير في التصادمات ذات الطاقة المنخفضة بسبب كسر أقوى لعدم التماثل. على العكس من ذلك، فإن تأثير المرحلة الهادرونية على تدفق الشكل البيضاوي \(v_2\) لـ\(K^{*0}\) أقل أهمية وكماً.
تأثير مرحلة إعادة التصادم الهادرونية المتأخرة على عائد الرنينات قد تم دراسته جيداً. الرنينات قصيرة العمر مثل \(\rho^{0}(770)\)، \(K^{*0}(892)\)، \(\Lambda^{*0}(1520)\) وغيرها تتحلل داخل الوسط الهادروني الذي يتشكل في المرحلة المتأخرة من تصادمات الأيونات الثقيلة النسبية (ALICE:2018ewo, ALICE:2019smg, ALICE:2018qdv, STAR:2004bgh, ALICE:2014jbq, Song:2017hlr). الجسيمات الابنة الناتجة تخضع لإعادة التصادم مع هادرونات أخرى في الوسط مما يعيق إعادة بناء إشارة الرنين في التحليل التجريبي (ALICE:2018ewo, ALICE:2019smg, ALICE:2018qdv, STAR:2004bgh, ALICE:2014jbq, Song:2017hlr, ALICE:2019xyr, STAR:2010avo, Bleicher:2002dm). هذا يؤدي إلى تقليل ملحوظ في العائد النهائي لهذه الرنينات. من ناحية أخرى، يمكن للتفاعل شبه غير المرن بين الهادرونات في الوسط أن يزيد من عائد الرنين من خلال عملية التجديد (Bleicher:2002dm). تم التحقق من تأثيرات الحالة الهادرونية على الرنينات تجريبياً من خلال قياس نسبة عائد الرنين إلى غير الرنين عبر أنظمة متفاوتة الأحجام (STAR:2004bgh, STAR:2006vhb, ALICE:2018qdv, ALICE:2014jbq, ALICE:2018ewo, ALICE:2017pgw). التغير في عائد الرنينات يعتمد على كل من عمر المرحلة الهادرونية وكثافة الهادرونات في الوسط (Oliinychenko:2021enj, Sahoo:2023rko, LeRoux:2021adw, Werner:2018yad, Knospe:2021jgt). هذا السلوك المميز يجعل الرنينات مرشحات مثالية لاستكشاف المرحلة الهادرونية لتصادمات الأيونات الثقيلة.
الرنين \(K^{*0}\) له عمر قصير يبلغ حوالي \(4\) fm/\(c\). يتحلل إلى \(\pi\) و\(K\) في الوسط. البيونات الابنة الناتجة تتعرض بشكل رئيسي للتصادم مع الوسط الهادروني للكرة النارية الذي تهيمن عليه البيونات، مما يؤدي إلى فقدان إشارة \(K^{*0}\). ومع ذلك، فإن تجديد \(K^{*0}\) أقل وضوحاً بسبب حقيقة أن مقطع العرض الخاص بتفاعل \(\pi-K\) أصغر من مقطع العرض لتفاعلات \(\pi-\pi\) (Protopopescu:1973sh, Matison:1974sm, Bleicher:1999xi, STAR:2004bgh). ونتيجة لذلك، يؤدي ذلك إلى تقليل نسبة عائد \(K^{*0}\) إلى \(K\) في الأنظمة الأكبر مقارنة بتصادمات p+p عند طاقات تصادم مكافئة. يتم استخدام هذه الخاصية المميزة لـ\(K^{*0}\) للحصول على تقدير تقريبي للفترة الزمنية بين التجمد الكيميائي والتجمد الحركي في نظام معين (Motornenko:2019jha, STAR:2022sir). يمكن لهذه التأثيرات داخل الوسط أن تؤثر أيضاً على توزيع الفضاء الطوري لرنين \(K^{*0}\)، والذي بدوره قد ينعكس في معاملات التدفق. يتم توصيف معاملات التدفق بواسطة التوافقيات المختلفة في توسع سلسلة فورييه لتوزيع الزاوية الأزيموثية للجسيمات المنتجة في الفضاء الزخمي = ( 1 + 2 _n=0^ v_n(p_T, y) ) هنا، \(\psi_n\) هي زاوية مستوى الحدث المرتبطة بالتوافقيات من الرتبة \(n^{th}\). المتغيرات \(p_T\)، \(y\)، و\(\phi\) تمثل الزخم العرضي، السرعة النسبية، والزاوية الأزيموثية للجسيمات المنتجة، على التوالي.
من الدراسات السابقة، من المعروف أن التفاعلات الهادرونية تؤثر على التدفق البيضاوي (\(v_2\)) لـ\(K^{*0}\) عند \(p_T\) منخفض (Oliinychenko:2021enj). في الدراسة الحالية، نركز على التدفق الموجه الغريب المعتمد على السرعة النسبية (\(v_1\)) لـ\(K^{*0}\). تم إجراء دراسة \(v_1\) للهادرونات ذات النكهة الخفيفة المختلفة لتوفير فهم أعمق لعدة جوانب رئيسية. تشمل هذه تقييد التوزيع الأولي ثلاثي الأبعاد للطاقة وكثافة الباريون في الوسط (Bozek:2010bi, Ryu:2021lnx, Jiang:2021ajc, Shen:2020jwv, Parida:2022ppj, Parida:2022zse, Bozek:2022svy, Jiang:2023fad)، ودراسة خصائص معادلة الحالة للكروموديناميكا الكمومية (Steinheimer:2014pfa, Rischke:1995pe, Nara:2016phs, Ivanov:2016spr, Ivanov:2014ioa, Steinheimer:2014pfa)، واستخراج معاملات النقل للوسط (Parida:2023rux, Parida:2022ppj, Mohs:2020awg, Becattini:2015ska). يمكن أن توفر دراسة \(v_1\) لرنين \(K^{*0}\) معلومات حول مدى مشاركة هذه الرنينات في التوسع الجماعي للنظام. كما يمكن أن توفر تأثير الحارق الهادروني المتأخر على \(v_1\) رؤى حول تكوين الفضاء الإحداثي وكذلك تكوين الفضاء الزخمي للكرة النارية الهادرونية المتأخرة.
في القسم التالي نصف الإطار الذي تم استخدامه في هذه الدراسة. يتم تقديم النتائج وشرحها في القسم [result_sec] وسنلخص النتائج في القسم [summ_sec].
الإطار المستخدم في هذه الدراسة يتضمن مكونات متعددة لمحاكاة مراحل مختلفة من تصادمات الأيونات الثقيلة. تم استخدام نموذج مبني على نظرية جلوبر لتحديد الحالة الأولية لتطور الديناميكا الهيدروليكية. يتم محاكاة توسع الكرة النارية الناتجة باستخدام شفرة MUSIC المتاحة للجمهور (Schenke:2010nt,Schenke:2011bn,Paquet:2015lta,Denicol:2018wdp). تم استخدام شفرة iSS (Shen:2014vra,https://github.com/chunshen1987/iSS) لأخذ عينات من الهادرونات البدائية من السطح ذو الكثافة الطاقية الثابتة، المولدة من تطور الزمكان للسائل. بعد ذلك، يتم استخدام شفرة UrQMD (Bass:1998ca,Bleicher:1999xi) لمحاكاة التفاعل والتوسع للهادرونات خلال المرحلة المخففة من تصادم الأيونات الثقيلة.
تم إعداد ملفات تعريف عرضية سلسة لكثافات التصادمات المشاركة والثنائية من خلال المتوسط على 25,000 حدث جلوبر MC (Shen:2020jwv). لقد قمنا بتعيين اتجاه معامل التأثير على طول المحور x في كل حدث. يتم تدوير مصادر التصادم المشاركة والثنائية المستحصلة من كل حدث جلوبر MC بزاوية المستوى المشارك الثاني ومن ثم تم توزيعها في المستوى العرضي. يُفترض أن ملف التوزيع هو غاوسي بعرض معلم \(\sigma_{\perp} = 0.4\) fm. باستخدام ملفات تعريف الكثافة العرضية للتصادمات المشاركة والثنائية، قمنا ببناء الملف الأولي لكثافة الطاقة في زمن ثابت (\(\tau_{0}\)) والذي يأخذ الشكل التالي.
(x,y,_s; _0) &=& _0 [eq.tilt] حيث \(N_{+}(x,y)\) و\(N_{-}(x,y)\) هما كثافات المشاركين للنوى التي تتحرك بسرعة موجبة وسالبة على التوالي. \(N_{bin} (x,y)\) يحسب مساهمات مصادر التصادم الثنائي في كل نقطة في المستوى العرضي. \(\alpha\) هو عامل الصلابة الذي يتحكم في المساهمة النسبية لمصادر المشاركين والثنائية في الطاقة المودعة الكلية. ملف امتداد السرعة الزمكانية (\(\eta_s\))، \(\epsilon_{\eta_s}(\eta_s)\) هو دالة زوجية لـ\(\eta_s\) ولها الشكل التالي. \[\epsilon_{\eta_s}(\eta_s) = \exp \left( -\frac{ \left( \vert \eta_{s} \vert - \eta_{0} \right)^2}{2 \sigma_{\eta}^2} \theta (\vert \eta_{s} \vert - \eta_{0} ) \right) \label{eq_etas_even_profile_for_epsilon}\] هنا، \(\eta_0\) و\(\sigma_{\eta}\) هما معلمتان حرتان يتم ضبطهما لالتقاط عائد الجسيمات المشحونة التفاضلية بالسرعة.
الدوال \( f_{+,-}(\eta_s)\) تقدم إيداعاً غير متماثل للمادة في منطقة السرعة الأمامية والخلفية. \[f_{+,-}(\eta_s) = \epsilon_{\eta_s}(\eta_s) \epsilon_{F,B}(\eta_s)\] مع \[\epsilon_{F}(\eta_s) = \begin{cases} 0, & \text{if } \eta_{s} < -\eta_{m}\\ \frac{\eta_{s} + \eta_{m }}{2 \eta_{m}}, & \text{if } -\eta_{m} \le \eta_{s} \le \eta_{m} \\ 1,& \text{if } \eta_{m} < \eta_{s} \end{cases} \label{tilt_prof}\] و\[\epsilon_{B} (\eta_s) = \epsilon_F(-\eta_s)\] هذا المخطط للإيداع يخلق ملفاً مائلاً لكثافة الطاقة في مستوى التفاعل (المستوى الذي يصنعه معامل التأثير واتجاه الحزمة للتصادم) (Bozek:2010bi) حيث يتم التحكم في الميل بواسطة معلمة النموذج \(\eta_m\).
تم استخدام مخطط إيداع الباريونات في هذا العمل لأول مرة في (Parida:2022ppj)، حيث يعتمد التوزيع الباريوني الأولي على كل من مصادر التصادم المشارك والثنائي. التوزيع الثلاثي الأبعاد لكثافة الباريونات في \(\tau_{0}\) هو, \[n_{B} \left( x, y, \eta_s ; \tau_{0} \right) = N_{B} \left[ W_{+}^{B}(x,y) f_{+}^{B}(\eta_{s}) + W_{-}^{B}(x,y) f_{-}^{B}(\eta_{s}) \right]. \label{my_baryon_ansatz}\] \(f_{\pm}^{n_{B}}\) هي ملفات الغلاف السريع لإيداع الباريون الصافي التي تؤخذ كما هي (Denicol:2018wdp,Shen:2020jwv), f_+^n_B ( _s ) &=& [forward_baryon_envelop] وf_-^n_B ( _s ) &=& [backward_baryon_envelop] هنا، \(\eta_{0}^{n_{B}}\) و\(\sigma_{B,\pm}\) هما معلمتان للنموذج يتم ضبطهما لالتقاط عائد البروتون الصافي التفاضلي بالسرعة. \(W_{\pm}^{B}(x,y)\) هي عوامل الوزن لإيداع الباريون الصافي في المستوى العرضي ولها الشكل التالي. \[W_{\pm}^{B}(x,y) = \left( 1 - \omega \right) N_{\pm}(x,y) + \omega N_{bin}(x,y) \label{weight_ansatz_1_for_baryon}\] \(N_B\) في المعادلة [my_baryon_ansatz] ثابت بواسطة القيد, _0 dx dy d_s n_B(x, y, _s ; _0 ) = N_, حيث \(N_{\text{part}} = \int dx dy \left[ N_{+}(x,y) + N_{-}(x,y) \right] \). معلمة النموذج \(\omega\) في المعادلة [weight_ansatz_1_for_baryon] تحدد المساهمات النسبية من مصادر المشاركين والثنائية في ملف الباريون. لوحظ أن \(\omega\) تعمل كمعلمة ميل لملف الباريون (Parida:2022ppj). قيمة \(\eta_m\) و\(\omega\) تحددان الميل النسبي بين ملفي كثافة الطاقة والباريون ويمكن أن يصف اختيار قيمة هاتين المعلمتين بشكل مناسب \(v_1(y)\) المقاس تجريبياً لـ\(\pi^{\pm},p\), \(\bar{p}\) وغيرها من الهادرونات في وقت واحد (Parida:2022zse).
نبدأ تطور الديناميكا الهيدروليكية لكثافة الطاقة والباريون بسرعة عرضية أولية صفرية من خلال اتباع فرضية تدفق Bjorken. تم أخذ لزوجة نوعية ثابتة (\(C_{\eta} = \frac{\eta T}{\epsilon+p}=0.08\)) خلال تطور السائل في جميع طاقات التصادم. ومع ذلك، لم نأخذ في الاعتبار تأثير اللزوجة الكلية حيث تم تعيين قيمتها إلى الصفر. لإدخال انتشار باريون غير صفري، نستخدم العبارة التالية لمعامل النقل الباريوني (\(\kappa_{B}\)) المشتق من معادلة بولتزمان في تقريب وقت الاسترخاء (Denicol:2018wdp).
\[\kappa_{B} = \frac{C_B}{T} n_{B} \left[ \frac{1}{3} \coth{\left(\frac{\mu_B}{T}\right)} - \frac{n_B T}{\epsilon + p} \right]\] في هذه المعادلة، \(C_B\) هو معامل نموذجي يحكم قوة انتشار الباريون في الوسط والذي اعتبرناه واحداً. في هذا التعبير، \(n_B\) يمثل كثافة الباريون الصافية، \(p\) هو الضغط المحلي، \(T\) تمثل درجة الحرارة، و\(\mu_B\) يمثل الجهد الكيميائي الباريوني للسائل. معادلة الحالة (EoS) المستخدمة في هذه الدراسة تفرض الحيادية الغريبة ونسبة كثافة الباريون إلى الشحنة الثابتة داخل كل خلية سائلة (Monnai:2019hkn). تم إجراء التحويل إلى جسيمات على السطح الفائق المميز بكثافة طاقة ثابتة (\(\epsilon_f = 0.26\) GeV/fm\(^3\)) باستخدام كود iSS (Shen:2014vra, https://github.com/chunshen1987/iSS). من السطح الفائق، تم توليد عدد كبير من أحداث التحويل إلى جسيمات وفي كل حدث يتم بعد ذلك وضع الهادرونات الناتجة في UrQMD (Bass:1998ca, Bleicher:1999xi) للتفاعلات الهادرونية في المراحل المتأخرة.
قيمة معاملات النموذج المأخوذة في هذه الدراسة عند \(\sqrt{s_{NN}}\) المختلفة هي نفسها المأخوذة في المرجع (Parida:2022zse). من الجدير بالذكر أن النموذج يلتقط البيانات التجريبية لعائد الجسيمات المشحونة التفاضلية حسب السرعة الزائفة، طيف \(p_T\) للهادرونات المحددة، \(p_T\) التابع لـ\(v_2\) للهادرونات المشحونة، عائد البروتون الصافي التفاضلي حسب السرعة والتدفق الموجه التفاضلي للهادرونات المحددة مع معاملات النموذج المختارة (Parida:2022ppj, Parida:2022zse).
أولاً، قمنا بدراسة التدفق الموجه لـ\(K^{*0}\) و\(\phi\) في تصادمات الذهب-ذهب بنسبة تركيز 10-40% عند \(\sNN = 27\) جيجا إلكترون فولت. للتحقيق في تأثير التفاعلات الهادرونية في المراحل المتأخرة، أخذنا في الاعتبار سيناريوهين مختلفين لإنتاج الجسيمات النهائية. في السيناريو الأول، تتحلل الرنينات البدائية المنتجة من السطح الفائق فوراً إلى هادرونات مستقرة دون أن تخضع لأي تفاعلات إضافية. بينما يتضمن السيناريو الثاني إدخال الهادرونات البدائية إلى UrQMD. بعد ذلك، يتطور نظام الهادرونات من خلال سلسلة من التصادمات الثنائية وفقاً لمعادلة بولتزمان. في هذه الحالة الأخيرة، تخضع الهادرونات لعدة حالات من التصادمات المرنة وغير المرنة في المرحلة الهادرونية لإنتاج الهادرونات المستقرة النهائية. علاوة على ذلك، يتم أيضاً تقديم التدفق الموجه للهادرونات البدائية لإظهار التأثير الحصري لتحلل الرنين على التدفق الموجه.
نظراً للمقاطع العرضية الصغيرة للتصادم، فإن توزيع الفضاء الطوري لجسيم \(\phi\) يتأثر بشكل أقل داخل الوسط الهادروني (Hirano:2007ei, Takeuchi:2015ana, Shor:1984ui). بالإضافة إلى ذلك، نظراً لعمره الأطول من عمر الكرة النارية، فإن \(\phi\) لا يتأثر بتأثيرات إعادة التصادم. ونتيجة لذلك، يظل \(v_1\) لـ\(\phi\) ثابتاً إلى حد كبير حتى بعد المرور عبر النقل الهادروني. ومع ذلك، فإن تأثير النقل الهادروني واضح بشكل ملحوظ في \(K^{*0}\). من الملاحظ أن ميل \(v_1(y)\) في منتصف السرعة لـ\(K^{*0}\) يغير الإشارة من سالبة (قبل التفاعل الهادروني) إلى موجبة (بعد التفاعل الهادروني).
لفهم السبب الكامن وراء التغيير الكبير في \(v_1\) لـ\(K^{*0}\) خلال المرحلة الهادرونية، قمنا بدراسة التغيرات في العائد و\(v_1\) لـ\(K^{*0}\) ضمن مناطق مختلفة من فضائه الطوري. ركزنا بشكل حصري على منطقة السرعة الموجبة (\(0 < y < 1\))، حيث قمنا بفحص سلوك الهادرونات التي تتدفق بـ\(p_x > 0\) و\(p_x < 0\) بشكل مستقل. يتم حساب نسبة العائد المتكامل (\( N\)) و\(v_1\) بين الهادرونات بـ\(p_x > 0\) و\(p_x < 0\) كما يلي: \[\frac{N_{(p_x > 0)} }{N_{(p_x < 0)}} = \frac{ \int_{0}^{1} dy \int_{-\pi/2}^{\pi/2} d\phi \int dp_T \frac{dN}{ dp_T dy d\phi} } { \int_{0}^{1} dy \int_{\pi/2}^{3 \pi/2} d\phi \int dp_T \frac{dN}{ dp_T dy d\phi} } \label{Eq.int_yld}\] \[\frac{(v_1)_{(p_x > 0)} }{(v_1)_{(p_x < 0)}} = \frac{ \int_{0}^{1} dy \int_{-\pi/2}^{\pi/2} d\phi \cos{\phi} \int dp_T \frac{dN}{ dp_T dy d\phi} } { \int_{0}^{1} dy \int_{\pi/2}^{3 \pi/2} d\phi \cos{\phi} \int dp_T \frac{dN}{ dp_T dy d\phi} } \times \frac{N_{(p_x < 0)} }{N_{(p_x > 0)}} \label{Eq.int_v1}\] يتم تصوير مقارنة العائد المتكامل ونسب \(v_1\) بين الهادرونات بـ\(p_x\) موجب وسالب لـ\(\phi\)، \(K^{*0}\) و\(K^{+}\) على التوالي.
لوحظ أن نسبة العائد المتكامل لـ\(K^{+}\) بين \(p_x > 0\) و\(p_x < 0\) أقل من واحد، وهذه القيمة تتغير قليلاً خلال التفاعلات الهادرونية. بالمثل، فإن نسبة متوسط التدفق الموجه (\( v_1 \)) تظهر أيضاً تغييراً طفيفاً في المرحلة الهادرونية وتستمر في أن تكون أقل من واحد. هذا يعني أنه يتم إنتاج المزيد من جسيمات \(K^{+}\) بـ\(p_x\) سالب، مما يؤدي إلى القيمة السالبة الملحوظة لـ\(v_1\) في منطقة السرعة الموجبة، والتي تظل ثابتة طوال تطور المرحلة المتأخرة. النتائج مماثلة لـ\(\phi\) حيث يتحلل في الغالب خارج الكرة النارية بسبب عمره الأطول وبالتالي هناك تأثير ضئيل لإعادة التصادم من الحارقة الهادرونية.
ومع ذلك، لوحظ تأثير كبير للحارقة الهادرونية في نسبة العائد المتكامل لجسيمات \(K^{*0}\) بين الجسيمات ذات \(p_x > 0\) و\(p_x < 0\). بعد التفاعلات الهادرونية، تصبح النسبة \(N_{(p_x>0)}/N_{(p_x<0)}\) أكبر من واحد، وهو ما يتناقض مع السيناريو الذي كانت فيه النسبة أقل من واحد في غياب التفاعلات الهادرونية. يمكن إرجاع هذا التغيير في نسبة العائد المتكامل خلال المرحلة الهادرونية إلى التفاعلات الهادرونية المميزة التي تختبرها جسيمات \(K^{*0}\) في مناطق مختلفة من فضاء الزخم بسبب الحالة المائلة الأولية مما يؤدي إلى توزيع غير متماثل للكرة النارية الهادرونية في كل من الفضاء الإحداثي وفضاء الزخم.
بسبب عمرها القصير، تتحلل جسيمات الرنين \(K^{*0}\) إلى جسيمات ابنة (\(\pi\) و\(K\)) داخل الوسط الهادروني. إذا خضع أي من الجسيمات الابنة لتغيير في الزخم بسبب التفاعلات مع جسيمات أخرى في الوسط، يصبح من غير الممكن إعادة تركيب \(K^{*0}\) باستخدام هذه الجسيمة الابنة المعاد تشتيتها. يُشار إلى هذه الظاهرة باسم "فقدان الإشارة" لجسيم \(K^{*0}\) (STAR:2022sir, STAR:2004bgh, STAR:2010avo, Li:2022neh, ALICE:2012pjb, ALICE:2021xyh). في الشكل [fig2](A)، نلاحظ فقدان إشارة أعلى لجسيم \(K^{*0}\) مع \(p_x<0\) مما يؤدي إلى \(N_{(p_x>0)}/N_{(p_x<0)}>1\). ينشأ فقدان الإشارة غير المتماثل على جانبي \(p_x=0\) من التوزيع غير المتساوي للبيونات على جانبي محور الحزمة في مستوى التفاعل. يؤدي الملف الأولي المائل إلى تطور غير متماثل للكرة النارية، حيث يتدفق عدد كبير من البيونات بشكل رئيسي مع \(p_x\) سالب (Bozek:2010bi, Jing:2023zrh, Jiang:2021ajc) مما يؤدي إلى توزيع غير متماثل للحمام في الفضاء الإحداثي. نتيجة لذلك، تواجه جسيمات \(K^{*0}\) مع \(p_x<0\) الموجودة في مناطق السرعة الإيجابية وسطاً بيونياً أكثر كثافة. وبالتالي، يحدث تشتيت أعلى نسبياً، مما يسهم في فقدان أكبر لإشارة \(K^{*0}\) في هذه المنطقة. ونظراً لأننا قادرون على إعادة تركيب المزيد من الهادرونات مع \(p_x>0\)، فإننا نحصل على \(v_1\) الذي يتأثر بشكل أكبر بجسيمات \(K^{*0}\) مع \(p_x>0\). يؤدي ذلك إلى \(v_1\) إيجابي عام لجسيمات \(K^{*0}\) في منطقة السرعة الإيجابية. وبسبب تماثل التصادم، تجعل نفس الآلية قيمة \(v_1\) لجسيمات \(K^{*0}\) سالبة في منطقة السرعة السلبية.
تُعرض قيم \(v_1\) المعتمدة على \(p_T\) لكل من جسيمات \(\phi\) و\(K^{*0}\) في الشكل [fig3](A) و [fig3](B) على التوالي. تم إجراء هذه الحسابات التفاضلية \(p_T\) للجسيمات المنتجة في منطقة السرعة الإيجابية (\(y\)) ضمن النطاق \(0<y<1\). لا يكاد يكون للحارقة تأثير على \(v_1\) لجسيم \(\phi\) كما هو متوقع. ومع ذلك، في حالة \(K^{*0}\)، يصبح تأثير التفاعلات الهادرونية واضحاً، خاصة عند \(p_T\) المنخفض. تكون قيم \(v_1\) لرنين \(K^{*0}\) في منطقة \(p_T\) الأعلى (p_T > 1.5 GeV/c) إيجابية بالفعل عند سطح الهادرونات مما يشير إلى أنها تقع على الجانب الأقل كثافة من الكرة النارية وبالتالي من المرجح أن تتشتت منتجات تحللها بشكل أقل مما يؤدي إلى تقليل التأثير على \(v_1\). علاوة على ذلك، من المرجح أن تتحلل خارج الكرة النارية وبالتالي تهرب الجسيمات الابنة من التشتت بواسطة الوسط الهادروني مما يسمح بإعادة تركيب \(K^{*0}\).
لقد تم رسم تبعية طاقة التصادم لانقسام ميل التدفق الموجه بين \(K^{*0}\) و\(K^{+}\) في تصادمات الذهب مع الذهب بنسبة تركيز 10-40%. لوحظ أن الانقسام أقل في طاقات \(\sqrt{s_{NN}}\) العالية ويصبح أكثر وضوحاً عند طاقات التصادم الأقل نظراً للميل الأكبر للكرة النارية عند الطاقات الأقل مما يؤدي إلى كرة نارية هادرونية أكثر لا تماثلاً عند الطاقات الأقل مما يؤثر على \(v_1\) لـ\(K^{*0}\) بشكل أقوى. للمقارنة، قمنا أيضاً برسم الانقسام بين \(\phi\) و\(K^+\) الذي يظل ثابتاً تقريباً \(\sim-0.005\). يُلاحظ أنه في طاقات أقل حتى، فإن فيزياء توقف الباريونات تؤدي إلى ديناميكيات غير تقليدية للشحنات المحفوظة التي قد تؤثر على التدفق الموجه لهذه الرنينات، وخاصة \(K^{*0}\) حيث يحمل غرابة.
في هذا العمل، قمنا بدراسة تأثير التفاعلات الهادرونية في المراحل المتأخرة على تدفق الانحراف المعتمد على السرعة (\(v_1\)) لجسيم \(K^{*0}\) في إطار هجين (الهيدروديناميكا + النقل الهادروني). تقارن الدراسة نتائج \(v_1\) المحسوبة من الهادرونات المنتجة مباشرة من السطح الفائق وتحلل الرنين مع تلك التي تخضع للنقل الهادروني. تكشف التحليلات أن \(v_1\) لجسيم \(K^{*0}\) يتأثر بشكل كبير خلال المرحلة الهادرونية بسبب فقدان الإشارة غير المتماثل في جوانب مختلفة من محور \(p_x\) في فضاء الزخم بسبب الكرة النارية المائلة. لقد قمنا أيضاً بتحليل تدفق جسيم \(\phi\) كمرجع. نجد أنه بسبب المقطع العرضي الصغير والعمر الطويل، تدفق جسيم \(\phi\) لا يتأثر بالحارقة الهادرونية.
تمت دراسة تبعية التركيز لتأثير التفاعل الهادروني على \(v_1\) لجسيم \(K^{*0}\) من خلال رسم انقسام \(v_1\) بين \(K^{+}\) و\(K^{*0}\) كدالة للتركيز عند \(\sqrt{s_{NN}}=27\) جيجا إلكترون فولت. بشكل لافت، الانقسام الملحوظ هو الأدنى في التصادمات الطرفية ويزداد تدريجياً كلما أصبحت التصادمات أكثر مركزية. يشير هذا الاتجاه إلى أن تأثير التفاعلات الهادرونية هو الأكثر أهمية في التصادمات المركزية، والذي يمكن أن يُعزى إلى مدة المرحلة الهادرونية الأطول نسبياً والعائد الأعلى نسبياً للهادرونات المنتجة. علاوة على ذلك، تمت دراسة تبعية طاقة الشعاع لانقسام \(v_1\) بين \(K^{+}\) و\(K^{*0}\) ضمن نطاق التركيز 10-40\(\%\). بشكل مثير للاهتمام، يصبح تأثير التفاعلات الهادرونية أكثر وضوحاً في التصادمات ذات الطاقة المنخفضة. يمكن أن يُعزى ذلك إلى الميل الأكبر في الكرة النارية الأولية مما يؤدي إلى توزيع غير متماثل متزايد للوسط الهادروني في الفضاء الإحداثي وفضاء الزخم. وبالتالي، فإن التحقيق الشامل والكمي في معاملات التدفق المرتبطة بـ\(K^{*0}\) والرنينات الأخرى، جنباً إلى جنب مع المقارنة بين النموذج والبيانات التجريبية، يحمل إمكانية تقديم رؤى أعمق حول طبيعة المرحلة الهادرونية.