The Phases of QCD
Thomas Schaefer
North Carolina State University
1 Motivation
Different phases of QCD occur in the universe Neutron Stars, Big Bang Exploring the phase diagram is important to understanding the phase that we happen to live in Structure of hadrons is determined by the structure of the vacuum
Need to understand how vacuum can be modified QCD simplifies in extreme environments Study QCD matter in a regime where quarks and gluons
are the correct degrees of freedom
2 QCD Phase Diagram
RHIC
Nuclear Liquid
Color Superconductivity
Neutron Stars µ
3 Plan
1. QCD and Symmetries 2. The High Temperature Phase: Theory 3. Exploring QCD at High Temperature: Experiment 4. QCD at Low Density: Nuclear Matter 5. QCD at High Density: Quark Matter 6. Matter at Finite Density: From the Lab to the Stars
4 Quantumchromodynamics Elementary fields: Quarks Gluons
color a = 1, . . . , 3 a a color a = 1, . . . , 8 (qα) spin α = 1, 2 A f µ § spin ²µ flavor f = u, d, s, c, b, t Dynamics: non-abelian gauge theory
1 L = q¯ (iD/ − m )q − Ga Ga f f f 4 µν µν
a a a abc b c Gµν = ∂µAν − ∂ν Aµ + gf AµAν
µ a a iD/ q = γ i∂µ + gAµt q ¡ ¢
5 “Seeing” Quarks and Gluons
L LLLL 3 LLLLL333
e+ q e+ q g e− q e− q
6 Running Coupling Constant
Study modification of classical field by quantum fluctuations
1 1 k2 A = Acl + δA F 2 → + c log F 2 µ µ µ g2 µg2 µµ2 ¶¶
¤ ¤ £ ¡ £ ¢¡
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dielectric ² > 1 paramagnetic µ > 1 dielectric ² > 1 µ² = 1 ⇒ ² < 1
g3 1 2 β(g) = 2 − 4 Nc + Nf (4π) nh3 i 3 o
8 About Units
QCD Lite∗ is a parameter free theory The lagrangian has a coupling constant, g, but no scale. After renormalization g becomes scale dependent g is traded for a scale parameter Λ Λ is the only scale, the QCD “standard kilogram”
−1 ΛQCD ' 200 MeV ' 1 fm
∗ QCD Lite is QCD in the limit mq → 0, mQ → ∞
9 Phases of Gauge Theories
Coulomb Higgs Confinement ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡
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e2 e−mr V (r) ∼ V (r) ∼ V (r) ∼ kr r r
Standard Model: U(1) × SU(2) × SU(3)
10 Phases of Matter phase order broken rigidity Goldstone param symmetry phenomenon boson crystal ρk translations rigid phonon magnet M~ rotations magnetization magnon superfluid hΦi particle number supercurrent phonon supercond. hψψi gauge symmetry supercurrent none (Higgs)
11 Gauge Symmetry
Local gauge symmetry U(x) ∈ SU(3)c
ψ → Uψ Dµψ → UDµψ † † † Aµ → UAµU + iU∂µU Fµν → UFµν U
Gauge “symmetries” cannot be broken Gauge “symmetries” can be realized in different modes Coulomb Higgs confined d.o.f: 2 (massless) 3 (massive) 3 (massive) Distinction between Higgs and confinement phase not always sharp
12 Chiral Symmetry Define left and right handed fields L 1 ψ = (1 § γ )ψ R L,R 2 5
Fermionic lagrangian, M = diag(mu, md, ms)
¯ ¯ L = ψL(iD/ )ψL + ψR(iD/ )ψR L L R R
M M ¯ ¯ + ψLMψR + ψRMψL L R R L
M = 0: Chiral symmetry (L, R) ∈ SU(3)L × SU(3)R
ψL → LψL, ψR → RψR
13 Chiral Symmetry Breaking
Chiral symmetry implies massless, degenerate fermions
(1/2)+ ∗ − mN = 935 MeV mN (1/2) = 1535 MeV Chiral symmetry is spontaneously broken
¯f g ¯f g 3 fg hψLψR + ψLψRi ' −(230 MeV) δ
SU(3)L × SU(3)R → SU(3)V (G → H)
Consequences: dynamical mass generation mQ = 300 MeV À mq
mN = 890 MeV + 45 MeV (QCD, 95%) + (Higgs, 5%)
14 a Goldstone Bosons: Consider broken generator Q5
a a a a a a [H, Q5] = 0 Q5|0i = |π i H|π i = HQ5|0i = Q5H|0i = 0
Low energy effective theory for the Goldstone modes Step 1: Parameterize G/H =pseudoscalar GB’s
† U(x) : U → LUR (L, R) ∈ SU(3)L × SU(3)R
Vacuum U fg = δfg. Massless fluctuations (G/H)
a a a § 0 § 0 0 U(x) = exp(iφ λ /fπ) φ = (π , π , K , K , K¯ , η)
Step 2: Write most general G invariant effective lagrangian f 2 L = π Tr[∂ U∂µU †] + . . . 4 µ Non-linear sigma model
15 Expand lagrangian (SU(2) sector)
1 1 ∂4 L = (∂ φa)2 + (φa∂ φa)2 − (φa)2(∂ φb)2 + O 2 µ 6f 2 µ µ µf 4 ¶ π £ ¤ π Step 3: Low energy expansion (power counting)
2 2 4 4 Tππ ∼ k1,2/fπ + k1,2/fπ + . . .
Relation to fπ: Couple weak gauge fields
§ ∓ π W ∂µU → (∂µ + igWµ τ )U e f § µ ∓ π ν L = gfπWµ ∂ π
16 Quark Masses † Non-zero quark masses: L = ψ¯LMψR + ψ¯RM ψR M → LMR† spurion field M Chiral lagrangian at leading order in M L = BTr[MU] + h.c.
Mass matrix M = diag(mu, mdms). Minimize effective potential
Uvac = 1, Evac = −BTr[M] hψ¯ψi = −B
Expand around Uvac: pion mass 2 2 ¯ mπfπ = (mu + md)hψψi Chiral expansion m n 4 ∂U mπ L = fπ Λχ = 4πfπ µ Λχ ¶ µ Λχ ¶ 17 Symmetries of the QCD Vacuum: Summary
Local SU(3) gauge symmetry confined: V (r) ∼ kr
Chiral SU(3)L × SU(3)R symmetry
spontaneously broken to SU(3)V
Axial U(1)A symmetry
N anomalous : ∂ A0 = f Ga G˜a µ µ 16π2 µν µν
Vectorial U(1)B symmetry unbroken: B = d3x ψ†ψ conserved R
18 Notes
QCD with general Nf , Nc (with or without SUSY) find theories without confinement and/or chiral symmetry breaking
QCD with Nf = Nc = 3 confinement implies chiral symmetry breaking
∗ symmetry breaking pattern SU(3)L × SU(3)R → SU(3)V unique order parameter hψ¯ψi 6= 0
19 QCD Phase Diagram: Nc and Nf
QCD SUSY QCD
14 14
b=0 b=2 IR free N f conformal 12 12
10 10 b'=0
8 8 conformal
6 6
'weak' chiral symmetry breaking Coulomb 4 IILM, chisb 4 lattice, conf
chiral symmetry breaking, confinement ¡ ¡ no ¡ chisb, ¡ ¡ confinement ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡
¡ ¡ chiral ¡ ¡ symmetry ¡ ¡ ¡ breaking, ¡ ¡ no ¡ confinementground ¡ ¡ state ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ ¡ 2 3 4 2 3 4 N c N c
20 Approaching the Phase Diagram: Symmetries and Weak Coupling Arguments
T QGP critical
critical
critical color pion superconductor µ gas e µ
neutron gas
21 Approaching the Phase Diagram: Strongly Correlated Phases
T QGP critical sQGP
Hagedorn critical
critical color BEC− superconductor pion nuclear liquid BCS µ gas e µ
neutron gas
22 Approaching the Phase Diagram: Experiments and Numerical Simulations
T
RHIC's lattice
HIC's
neutron stars µ e µ
23