Microsoft Word 00 KeyNote Speakers Materiallar

 

 

 

LOCATING PHASE BOUNDARIES WITH FLUCTUATION SIGNALS 

 

Anar RUSTAMOV

 

Frankfurt Institute for advanced Studies 

[e-mail] 

GERMANY 

 

It is remarkable that heavy-ion experiments have made significant progress to probe a state of 

matter that has not existed for the past 14 billion years. The droplets of such a primordial matter will 

continue to be studied at the European Organization for Nuclear Research (CERN) in head-on 

collisions of heavy nuclei. This approach will complement astrophysical findings, where the evolution 

of the Universe is studied by analyzing the light coming from ever far distant heavenly objects, as well 

as from cosmos in general, thus going back in time up to about 380.000 years after its creation. By this 

time the temperature of the matter was low enough for creation of neutral atoms and the matter started 

to be transparent in terms of photons. The study of these collisions should allow to pin down the 

mechanisms that change the phase of the matter from its basic constituents, such as quarks, into 

hadrons. Thus the ultimate goal is to study the phase structure of strongly interacting matter created in 

collisions of heavy-ions.  

According to the current theory of strong interactions a transition from hadron phase to a new 

state of matter, known as quark gluon plasma (QGP), should occur when the temperature exceeds a 

critical value of approximately 160 MeV. A comprehensive study of multiplicity distributions of 

several particle species as well as correlations between them will shed light on a detailed 

understanding of the phase structure of the strongly interacting matter. Indeed, fluctuations are closely 

related to phase transitions and in particular to the response of the system to external perturbations. 

The well known phenomenon of critical opalescence is a result of density fluctuations at all length 

scales close to a second order phase transition, which ultimately leads to the corresponding 

fluctuations in the refractive index of the medium. In heavy-ion collisions such multiplicity 

distributions can be constructed by counting the number of particles produced in each collision (event) 

and thereby generating a distribution. It is expected that these multiplicity distributions will have 

significant deviations from those stemming from purely statistical scenarios when reaching close to 

the transition temperature. In practice, however, this task becomes difficult because the exact number 

of particles cannot be measured on the event level. Hence, instead of studying the multiplicity 

distributions their quantitative characteristics, like mean values, variances, covariances between 

different particle types, higher moments and specific combinations of them are studied and compared 

to theoretical calculations based on solving the fundamental Quantum Chromodynamics equations on 

a discrete space-time lattice (Lattice QCD). These measurements are generally known as event-by-

event fluctuation measurements. In order to measure the quantitative characteristics of multiplicity 

distributions, a novel theoretical approach was recently published and extensively used in the NA49, 

NA61/SHINE experiments at the CERN SPS and the ALICEexperiment at the CERN LHC.  

IV INTERNATIONAL SCIENTIFIC CONFERENCE OF YOUNG RESEARCHERS 

11

 

Qafqaz University                                                                                          29-30 April 2016, Baku, Azerbaijan 

Most measures proposed for event-by-event fluctuations are defined as functions of moments of 

the unknown multiplicity distributions. For example, the m

th

 pure moment of particle j is defined as 

N

j

m



N

j

m

P N

j

 

N

j

0





,

 

where  P(N

j

)is the probability distribution for the multiplicity of particle j. In a similar way, by 

exploiting the joint probability distributions, any mixed moments can also be defined. In order to get 

these probability distributions, particle identification in each single event is needed.  

In experiments, however, final detector resolution causes incomplete particle identification on the 

event level. As a consequence the study of event-by-event fluctuations of identified particles becomes 

challenging. To overcome this difficulty a new experimental technique referred to as the Identity 

Methodwas proposed recently. For clarity we will assume that particle identification is achieved by 

measuring some quantity x in different momentum intervals. In general the measured values of x will 

be distributed according to some probability distribution, which is governed by its physical nature. 

Moreover, since any measurement is of finite resolution, we will end up with continuous distribution 

of x, which we usually normalize such that: 

dx



j

x

 

 N

j

,



 

where 

N

j

 is the mean multiplicity of particle type j, with j running over all particle species. Each 

experimental event is characterized by a set of measured values of 

x x

1

,x

2

,...,x

N





, corresponding to 

each measured track in the given event.  The identity variables are defined as: 

w

j

x

i

 





j

x

i

 



j

x

i

 

j1

k



,

 

 

with  j standing for a particle type. When the distributions 



j

x

 

 overlap, as in all practical cases, 

w

j

x

i

 

 can take any real value between 0 and 1.    

Next we introduce event quantities 

W

j

 for each particle type j: 

W

j



w

j

x

i

 

i1

n



,

 

where n is the total number of measured tracks in the given event.  As the W-quantities are the event 

variables, by averaging different combinations of these quantities over the events, all moments of W-

distributions can be easily reconstructed directly from the experimental data. In the last step, using 

these moments, the corresponding moments of the true multiplicity distributions are calculated by 

solving a set of derived linear equations. 

In this presentation the detailed introduction to the Identity Method will be given. Moreover, 

recent fluctuation results from different experiments, obtained with this method, will be presented and 

confronted with the corresponding theoretical calculations. 

 

 

 

 

IV INTERNATIONAL SCIENTIFIC CONFERENCE OF YOUNG RESEARCHERS 

12

 

Qafqaz University                                                                                          29-30 April 2016, Baku, Azerbaijan 

МОДУЛИРОВННАЯ МАГНИТНАЯ СТРУКТУРА КРИСТАЛЛА 

БОРАТА ЖЕЛЕЗА ДОПИРОВАННОГО МАГНИЕМ 

 

Ниязов Лазиз НУРХОНОВИЧ 

Бухарский инженерно-технологический институт 

[e-mail] 

УЗБЕКИСТАН

 

 

Файзиев ШАХОБ 

Бухарский государственный университет 

УЗБЕКИСТАН

 

 

Одним из представителей легкоплоскостных антиферромагнетиков со слабым ферромагне-

тизмом  является  борат  железа.  Борат  железа  практически  единственный  из  прозрачных  в 

видимой области спектра кристаллов, имеющий спонтанный магнитный момент при комнатной 

температуре.  Сочетание  этих  свойств  делает FeBO

3

  перспективным  материалом  для 

использования в качестве активной среды в элементной базе различных приборов интегральной 

оптики,  а  также  удобным  модельным  объектом  для  визуальных  исследований  доменной 

структуры  и  процесса  намагничивания  этого  класса  магнетиков.  Кроме  того, FeBO

3 

один  из 

достаточно  ограниченного  числа  известных  в  настоящее  время  фоточувствительных 

кристаллов,  в  которых  световое  воздействие  вызывает  появление  новых,  отсутствующих  без 

дополнительной засветки свойств. 

Как  известно,  что  в  магнитоупорядоченных  средах  при  определенных  условиях 

энергетически  выгодно  состояние  с  пространственной  модуляцией  магнитного  порядка.  К 

настоящему  времени  модулированные  магнитные  структуры  (ММС)  обнаружены  у  большого 

числа  кристаллов  с  различным  типом  магнитного  упорядочения,  и  основные  механизмы, 

приводящие  к  модуляции  магнитного  порядка  считаются  известным:  так,  например,  в  маг-

нитных  диэлектриках – это либо  взаимодействие  Дзялошинского – Мория, либо  конкуренция 

обменных  взаимодействий  разного  знака  между  ближайшими  атомными  соседями  и 

следующими за ближайшими. В последнее десятилетие пристальное внимание исследователей 

привлекли  ММС  антиферромагнитных  диэлектриков  в  связи  с  перспективой  использования 

этих  материалов  в  качестве  активной  среды  в  элементной  базе  функциональных  элементов 

спиновой электроники. 

Относительно недавно в  сообщалось об исследованиях фазового перехода из однородного 

магнитного  состояния  вмодулированное  в  диэлектрических  легкоплоскостных  антиферромаг-

нетиках со слабым ферромагнетизмом – в борате железа и гематите, допированных небольшим 

количеством диамагнитных примесей (в кристаллах FeBO

3

:Mg и α – Fe

2

O

3

:Ga). ММС FeBO

3

:Mg 

и α – Fe

2

O

3

:Ga возникала во внешнем магнитном поле Н, ориентированном в плоскости легкого 

намагничивания  (в  плоскости (111)) кристаллов  в  направлениях,  перпендикулярных  осям 

симметрии  второго  порядка  С

2

,  и  как  показали  выполненные  в    исследования,  характе-

ризовалась  рядом  особенностей.  Так,  например,  период  ММС  d  исследованных  слабых 

ферромагнетиков  уменьшался  с  ростом  Н,  тогда  как  из  существующей  теории  магнитных 

фазовых  переходов  вытекает  противоположная  зависимость  d(Н).  Необычное  поведение 

параметров ММС кристаллов FeBO

3

:Mg и α – Fe

2

O

3

:Ga указывает на нетривиальность природы 

перехода  их  магнитной  структуры  из  однородного  состояния  в  модулированное,  поэтому  

выяснение  механизмов,  приводящих  к  модуляции  магнитного  порядка  этого  класса 

антиферромагнетиков, является актуальной задачей физики магнитных явлений. 

На  основе  результатов,  полученных  при  исследовании  влияния  света  на  параметры 

модуляции  магнитного  порядка FeBO

3

:Mg,  предложена  модель  фоточувствительноссти  этого 

слабого  ферромагнетика.  Выявленные  закономерности  фотоиндуцированных  эффектов  в 

FeBO

3

:Mg  показали  возможность  управления  его  локальными  магнитными  и  магнитоопти-

ческими  свойствами  совместным  действием  внешней  засветки  и  магнитного  поля,  что  может 

представлять интерес с точки зрения практического использования обнаруженных эффектов, в 

частности, в системах фотомагнитной записи информации. 

Согласно  принятой  модели Mg– Fe – центров,  свет  индуцирует  лишь  незначительные 

смещения  ионов Fe

4+

  относительно  их  положения  в  кристалле  до  момента  засветки,  поэтому 

температура  «замерзания»  положения  ионов Fe

4+

  (локальных  неоднородных  искажений 

IV INTERNATIONAL SCIENTIFIC CONFERENCE OF YOUNG RESEARCHERS 

13

 

Qafqaz University                                                                                          29-30 April 2016, Baku, Azerbaijan 

кристаллической  решетки),  а,  следовательно,  и  температура  перехода  кристалла  в 

модулированное  магнитное  состояние  Т

с 

не  должны  (как  это  и  было  установлено 

экспериментально) существенно зависеть от дополнительной засветки.  

Таким  образом,  предложенная  модель Mg–Fe– центров  позволяет  непротиворечиво 

описать  (на  качественном  уровне)  всю  совокупность  экспериментальных  результатов, 

полученных при исследованиях влияния света на ММС кристалла FeBO

3

:Mg. 

 

 

 

STUDY ON BACKREACTION OF HAWKING RADIATION ON 

BLACK HOLE 

 

Z. A. KHUMAYR  

Universitas Gadjah Mada 

[e-mail] 

INDONESIA 

 

The initial idea of the black hole was started by the idea of Rev. John Michell in 1783 that 

assumes the existence of stars that does not allow light to escape from its gravitational pull. The initial 

idea that came to be known as a black hole. The idea proposed by Michell has its drawbacks. Because 

based on the theory of relativity proposed by Einstein in 1905 that the speed of light in a room is 

constant. A few years later after Michell stated ideas, separately later a French scientist, Pierre-Simon 

Laplace, also expressed the same allegations about black holes. The idea of a black hole to be revisited 

after Einstein published the theory of gravity in 1916 Karl Schwarzschild who then completed the 

Einstein equations for the case of a black hole, which is envisioned as a volume of a sphere of the 

curvature of space around the mass concentration and is not visible from the outside environment. 

Followed by Oppenheimer and Snyder in 1939, leading to the idea that the ultimate fate of a 

collapsing star-shaped spherically symmetric black holes. 

The term black hole was the first introduced by John Wheeler the scientists have also done 

studies on the properties of black holes. Presented by Hawking in 1974 and 1975, which is then 

followed by Parker, that the quantum effects of the curvature of space-time generated by the high 

gravitational field of the star collapses can cause the production of the thermal flux of particles known 

as Hawking radiation. Attempts to understand the theory of black holes as Hawking radiation 

expressed also experienced stumbling among them is the information loss paradox. Information loss 

paradox started in 1967 by Werner Israel. He pointed out that the only solution to the black hole is to 

use a static vacuum Schwarzschild metric. This theorem explains that all information about the 

collapse would be lost except for three quantities are sustainable, i.e., mass, angular momentum and 

electric charge. The paradox of loss of information will not be a problem if it is viewed as a classic. 

But it is different if reviewed in quantum, which states that energy and information can escape from a 

black hole. 

Beginning in 2014, Hawking correcting his theory in the previous time. He proposed the concept 

of the horizon looks instead of the event horizon. The fundamental difference between them is the 

visible horizon can only temporarily hold back the material before it can be released again despite the 

irregular shape. This is a correction to the concept of the event horizon of the previously mentioned 

will absorb anything through it and without being able to depart from it. 

At the end of 2014 Mersini-Houghton also, provide a rebuttal on the work of Hawking in 1974. 

Hawking mentioned earlier that black holes emit radiation. Mersini-Houghton agrees on this, but 

according to Mersini-Houghton when a star collapses, based on the theory that black holes emit 

radiation. Under these conditions, the star will lose mass when the radiation. This resulted in the mass 

of the star collapses meeting will also be smaller. Mentioned that the star experienced a bounce, so 

that as the result, the black hole event horizon and even never formed. It was concluded that the black 

hole does not exist. Mersini-Houghton says that the experiments can be performed to prove the 

existence of black holes. But only through mathematical calculations, they consider already 

IV INTERNATIONAL SCIENTIFIC CONFERENCE OF YOUNG RESEARCHERS 

14

 

Qafqaz University                                                                                          29-30 April 2016, Baku, Azerbaijan 

conclusively that black holes do not exist. In addition to the application, problem definition Mersini-

Houghton is just the Schwarzschild black hole will try to be expanded in other types of black holes.  

Backreaction of Hawking radiation of black hole has been studied. Backreaction of Hawking 

radiation is predicted to result in a black hole singularity will not be formed and the event horizon 

never forms at all. Hawking radiation occurs when stars collapse. The study on backreaction of 

Hawking radiation is performed on the Hartle-Hawking vacuum initial state. Also, there is a correction 

to black hole theory in the earlier time by offering the concept of the apparent horizon as a 

replacement for the event horizon. 

 

 

 

О СТРУКТУРЕ ИНДУЦИРОВАННОЙ МАГНИТНЫМ ПОЛЕМ 

МОДУЛИРОВАННОЙ ФАЗЫ МОНОКРИСТАЛЛА α – Fe

2

O

3

:Ga 

 

Ниязов Лазиз НУРХОНОВИЧ 

Бухарский инженерно-технологический институт 

[e-mail] 

УЗБЕКИСТАН

 

 

Для  реализации  ММС  в  α – Fe

2

O

3

:Ga  были  воспроизведены  условия  ее  существования, 

установленные: при комнатной температуре образец намагничивался вдоль «трудной» оси (при 

ориентации  вектора  Н  перпендикулярно  одной  из  осей  С

2

).  На  рис. 1 а,  b  приведены 

изображения образца, полученные при Н = 0 и Н = 6 Ое (Н



С

2

) соответственно. Как видно из 

рис. 1 а, в размагниченном состоянии образец имеет обычную 180 – ти градусную доменную 

структуру с ориентацией доменных границ вблизи направления одной из осей С

2

 (изображение 

доменной  структуры  получено  при  угле  падения    ~  10

о

,  что  обеспечило  появление  проекции 

вектора  m  на  направление  распространяющегося  в  кристалле  света  и,  как  следствие, 

увеличение  контраста  изображения  соседних  доменов  за  счет  эффекта  Фарадея).  При 

намагничивании  образца  в  направлении,  перпендикулярном  оси  С

2

,  сначала  при  Н  ≈ 5 Ое 

изображения  доменов  пропадают  (кристалл  монодоменизируется),  а  затем  с  ростом  Н  на 

изображении  образца  появляется  квазипериодическая  система  различающихся  контрастом 

полос  (рис. 1 b),  которая  связывалась  с  переходом  кристалла  в  модулированное  магнитное 

состояние. Возникающая система полос существует в интервале намагничивающего поля 6 ≤ Н 

≤ 22 Ое,  при  этом  ее  период  D  (среднее  расстояние  между  двумя  соседними  светлыми  или 

темными  полосами)  изменяется  при  изменении  Н  путем  скачкообразного  изменения  числа 

наблюдаемых  полос  на  регистрируемой  длине,  что  на  графике  зависимости  D(Н), 

представленной  на  рис. 2, показано  в  виде  ступенек  (близкая  к  этой  зависимость  D(Н)  была 

получена). 

 

а) 

IV INTERNATIONAL SCIENTIFIC CONFERENCE OF YOUNG RESEARCHERS 

15

 

Qafqaz University                                                                                          29-30 April 2016, Baku, Azerbaijan 

 

 

б) 

Рис.1.  Изображения исследованного кристалла α – Fe

2

O

3

:Gа, полученные при комнатной температуре в поляризо-

ванном  свете  при  Н = 0 (a)  и  Н = 6 Э  (б).  Двойные  стрелки – направления  осей  С

2

,  пунктирная  линия – 

направление  намагничивания;  крестиком  указано  положение  светового  луча,  при  котором  исследовалась 

зависимость Ψ(

). 

 

Рис. 2. Полевая зависимость магнитного линейного двулучепреломления в α – Fe

2

O

3

:Gа (Т = 290 К). Сплошная линия – 

Н



С

2

, пунктир – Н || С

2

 (время развертки магнитного поля ~ 15 с). Штрих – пунктирные ломаные линии – 

полевая  зависимость  пространственного  периода  ММС.  Стрелки  показывают  направление  изменения 

напряженности магнитного поля 

 

Многочисленными  экспериментальными  исследованиями  установлено,  что  в  магнитном 

отношении  номинально  чистый  кристалл  α – Fe

2

O

3

  практически  изотропен  в  плоскости (111) 

(при  комнатной  температуре  поле  внутриплоскостной  гексагональной  анизотропии  Н

А

 ~ 0.05 

Ое). Однако, как видно из рис. 2, при изменении направления вектора Н в плоскости образца 

вид получаемых  кривых  Ф(Н)  заметно  различается: меняется  начальный  наклон  и  магнитный 

гистерезис,  магнитное  насыщение  достигается  при  разных  значениях  Н.  Особенно  заметным 

различие характера исследованных зависимостей Ф(Н) становится при приближении образца к 

состоянию  магнитного  насыщения.  Из  рис. 2, в  частности,  следует,  что  в  области  достаточно 

высоких  полей  в  отличие  от  ориентации  Н  ||  С

2

,  при  которой  при  Н> 5 Ое  величина