由于熱漲落將產(chǎn)生一系列氣泡或液滴，此處僅考慮某一氣泡或液滴，并以其產(chǎn)生位置的中心作為坐標(biāo)系原點(diǎn)。考慮到相變發(fā)生前的背景環(huán)境以及原點(diǎn)處的非奇異性要求，設(shè)置氣泡解的邊界條件σr=∞=σ0及dr|r=0=0,以及液滴解的邊界條件σr=∞=σv及dσdr|r=0=0,可對式（10）中σ場運(yùn)動(dòng)方程進(jìn)行嚴(yán)格的數(shù)值求解。在固定化學(xué)勢μ=0 MeV的情況下，設(shè)定溫度T=90.0,110.0,115.0,118.0及119.5 MeV繪制了對應(yīng)前者在夸克的液相背景中產(chǎn)生強(qiáng)子氣相的氣泡解如圖2（a），以及設(shè)定溫度T=130.0,128.0,127.0,126.5及126.3 MeV繪制后者在強(qiáng)子的氣相背景中產(chǎn)生夸克液相的液滴解如圖2（b）。

由圖2（a）可看出，不同溫度下會(huì)產(chǎn)生一系列夸克到強(qiáng)子相變的氣泡解，曲線拐點(diǎn)處可看做氣泡的半徑，大致可以認(rèn)為是氣泡在此溫度下的臨界半徑。從圖中可以看出隨著溫度的升高而逐漸靠近相變臨界溫度氣泡解的半徑逐漸變大，并且在接近臨界溫度時(shí)氣泡解半徑增加隨溫度增加的變化率明顯大于遠(yuǎn)離臨界溫度時(shí)氣泡半徑隨溫度的變化率。這說明系統(tǒng)在靠近臨界溫度時(shí)，氣泡的臨界半徑會(huì)急速增加，但是這并不表示此時(shí)系統(tǒng)中已經(jīng)產(chǎn)生了越來越大的氣泡，恰恰相反，在氣泡臨界半徑越大時(shí)，系統(tǒng)中越難以產(chǎn)生氣泡，這是由于存在著氣泡體積能和表面張力的競爭，對于一定臨界半徑的氣泡代表著收縮與膨脹達(dá)到平橫時(shí)的氣泡，系統(tǒng)通常會(huì)由于熱漲落而產(chǎn)生大小不一的氣泡，對于臨界半徑很大時(shí)只有很小概率的隨機(jī)產(chǎn)生的氣泡半徑可能大于此時(shí)臨界半徑而繼續(xù)膨脹下去，而大概率的隨機(jī)產(chǎn)生的氣泡都小于此時(shí)臨界半徑將會(huì)繼續(xù)收縮而消失。但當(dāng)溫度逐漸降低，氣泡的臨界半徑減小，將會(huì)存在越來越大的概率產(chǎn)生半徑大于臨界半徑的氣泡，這些氣泡發(fā)生膨脹并且彼此之間相互合并，最終充滿整個(gè)空間完成相變過程。本文對于氣泡解的數(shù)值結(jié)果與以往文獻(xiàn)中的結(jié)果一致。

反過來，圖2（b）所示的液滴解中同樣可做類似討論。液滴解曲線的拐點(diǎn)處也可以粗略看做液滴的臨界半徑，隨著溫度的逐漸降低而靠近相變臨界溫度，液滴解的半徑逐漸增加，同樣在接近臨界溫度處液滴解隨溫度的變化明顯大于遠(yuǎn)離臨界溫度處時(shí)的變化。這就是說，在強(qiáng)子背景中產(chǎn)生了許多大小不一的夸克液滴，當(dāng)溫度靠近臨界溫度時(shí)，由于此時(shí)對應(yīng)液滴的臨界半徑較大，因此許多隨機(jī)產(chǎn)生的液滴難以達(dá)到臨界液滴的半徑就在產(chǎn)生后在表面張力作用下收縮消失了；但當(dāng)溫度逐漸升高，液滴的臨界半徑減小，將會(huì)存在越來越多隨機(jī)產(chǎn)生的半徑大于臨界半徑的液滴，這些液滴發(fā)生膨脹并彼此間相互合并最終充滿整個(gè)空間完成相變過程。

進(jìn)一步，本文對式（12）、（16）進(jìn)行了數(shù)值求解，得到了氣泡解和液滴解的表面張力及臨界半徑在μ=0 MeV時(shí)隨溫度變化的曲線，如圖3和4.式（10）是非線性方程，難以解析求解。以往研究者的文章中曾利用薄壁近似進(jìn)行解析求解進(jìn)而得到氣泡表面張力隨溫度減小而單調(diào)減小的結(jié)果。但本文的數(shù)值結(jié)果圖3（a）表明，在溫度從臨界溫度開始減小時(shí)，表面張力會(huì)先增加。當(dāng)溫度到達(dá)T=109 MeV附近時(shí)，表面張力達(dá)最大值，然后再隨溫度減小而單調(diào)減小。而我們知道嚴(yán)格來說薄壁近似只在臨界溫度處適用，這里表面張力的非單調(diào)變化表明在偏離臨界溫度時(shí)，薄壁近似結(jié)果是會(huì)明顯偏離嚴(yán)格數(shù)值計(jì)算結(jié)果的。這一結(jié)果與以往研究者結(jié)果是一致的。

限于數(shù)值計(jì)算的能力，在非常接近臨界溫度時(shí)的液滴解難以求解，本文僅給出相對接近臨界溫度的一段數(shù)值結(jié)果。由繪制的圖像可以看出，與氣泡解類似，液滴表面張力隨溫度逐漸接近臨界溫度而單調(diào)增加，在這段溫度范圍內(nèi)，定性上本文數(shù)值結(jié)果與以往研究者在薄壁近似下所得到的解析結(jié)果一致。

值得指出的是，對于液滴解，由圖1可以看出在更高溫度時(shí)，在σ=σv處的極小值將會(huì)消失，即偽真空消失。此時(shí)全空間將是均勻的夸克相，相變已經(jīng)完成，液滴解也隨之消失，所以在更高溫度區(qū)域不存在液滴解。

對于臨界半徑Rc隨溫度的變化可參見圖4,在遠(yuǎn)離臨界溫度Tc時(shí)，氣泡和液滴的Rc都從一個(gè)較小值，隨溫度靠近Tc的方向較為平緩地增加。但隨著溫度接近Tc,Rc隨溫度的變化將越來越迅速。這意味著在接近臨界溫度的時(shí)候，相對遠(yuǎn)離臨界溫度處，由于臨界半徑Rc迅速變大，使得系統(tǒng)難以產(chǎn)生R&gt；Rc的氣泡或液滴。從氣泡動(dòng)力學(xué)的角度來看，雖然理論上Tc是相變的臨界溫度，但是此時(shí)的狀態(tài)只是對應(yīng)相變剛剛開始的狀態(tài)，還很難產(chǎn)生氣泡或液滴來推動(dòng)兩相的轉(zhuǎn)換，只有繼續(xù)適當(dāng)降溫或升溫時(shí)，才使得系統(tǒng)中更有可能產(chǎn)生大于臨界半徑的氣泡或液滴，從而驅(qū)動(dòng)相變進(jìn)行并導(dǎo)致最終兩相的轉(zhuǎn)換。

最后我們研究一下氣泡和液滴的成核率Γ以及ΔFb/T的變化規(guī)律。結(jié)合式（11）和（17）可以數(shù)值計(jì)算出相應(yīng)氣泡和液滴成核率Γ以及ΔFb/T如圖5、6所示。需要強(qiáng)調(diào)，雖然圖4的數(shù)值結(jié)果顯示臨界半徑隨溫度降低而下降，但由于式（17）中成核率并不具備與溫度的簡單關(guān)系，因此不能簡單認(rèn)為由于臨界半徑隨溫度降低而下降，從而成核率也會(huì)單調(diào)下降或上升，而是需要綜合考慮圖6數(shù)值結(jié)果以及不同溫度下因子P對成核率的貢獻(xiàn)。從圖5可以看出，氣泡的成核率在臨界溫度處接近0,隨著溫度下降，成核率的數(shù)值突然上升，在達(dá)到一個(gè)極值后，成核率隨溫度下降而逐漸減小，可以看到在臨界溫度以下成核率隨溫度是非單調(diào)變化的。而液滴解在臨界溫度以上，在所考慮的溫度范圍內(nèi)，從臨界溫度開始成核率隨著溫度的升高而單調(diào)上升，這是由于溫度升高和ΔFb/T的單調(diào)減小所造成的效應(yīng)都是使成核率單調(diào)增加的。

另外，我們也計(jì)算了薄壁近似下成核率的結(jié)果，所得到的結(jié)果與此處嚴(yán)格數(shù)值計(jì)算結(jié)果只在定量上存在差別，而成核率薄壁近似的結(jié)果和嚴(yán)格計(jì)算的結(jié)果在定性的變化趨勢上是基本一致的。另外，從圖6可以看出ΔFb/T的變化，對于氣泡解，在臨界溫度附近，隨著溫度靠近臨界溫度，ΔFb/T的值將迅速增大，而當(dāng)溫度遠(yuǎn)離臨界溫度時(shí)，ΔFb/T的值逐漸減小，但是在靠近零溫時(shí)，ΔFb/T的值又會(huì)迅速變大。

對于液滴解，ΔFb/T的值在靠近臨界溫度時(shí)也是迅速增加，而當(dāng)溫度遠(yuǎn)離臨界溫度時(shí)逐漸減小。造成這兩者變化的主要不同在于亞穩(wěn)態(tài)是否會(huì)消失，對于氣泡解從圖1有效勢的變化可以看出即使到零溫，亞穩(wěn)態(tài)仍然不會(huì)消失，所以ΔFb/T的值會(huì)在接近零溫時(shí)快速變大并趨于發(fā)散，但是從描述相變的角度來看遠(yuǎn)離臨界溫度的氣泡解已經(jīng)不再具有真實(shí)的物理意義。這與以往文獻(xiàn)中對于此模型研究的數(shù)值結(jié)果是一致的。而對于液滴解情形有效勢亞穩(wěn)態(tài)會(huì)在溫度升高到Tsp=142.8 MeV時(shí)消失，Tsp這個(gè)溫度稱為亞穩(wěn)態(tài)分解（Spinodal）溫度，此時(shí)液滴解不再存在，ΔFb/T的值變?yōu)?.

特別需要說明的是在臨界溫度附近，當(dāng)式（17）中的指數(shù)部分ΔFb/T≌1時(shí)對應(yīng)的溫度在一級相變的過程中具有重要意義，其標(biāo)示了亞穩(wěn)相真正向穩(wěn)定相發(fā)生實(shí)際轉(zhuǎn)變的開始。以氣泡解為例，當(dāng)ΔFb/T≌1時(shí)，Γ的指數(shù)項(xiàng)變?yōu)?/e,此時(shí)對應(yīng)的溫度為T1=118.1 MeV,這說明在Tc=119.8 MeV和T1=118.1 MeV之間系統(tǒng)能夠在相對長的時(shí)間內(nèi)保持在夸克相亞穩(wěn)態(tài)。但當(dāng)溫度進(jìn)一步降低時(shí)，夸克相亞穩(wěn)態(tài)才會(huì)實(shí)際上通過氣泡動(dòng)力學(xué)過程快速地向穩(wěn)定強(qiáng)子相轉(zhuǎn)變，即液相背景中快速產(chǎn)生強(qiáng)子氣泡并迅速膨脹合并從而完成相變過程。液滴解中的物理過程完全類似，液滴解在T2=127.3 MeV時(shí)有ΔFb/T≌1,表明在Tc=119.8 MeV和T2=127.3 MeV之間系統(tǒng)能夠在相對長的時(shí)間內(nèi)保持在強(qiáng)子相亞穩(wěn)態(tài)，只有當(dāng)溫度進(jìn)一步升高到超過T2=127.3 MeV時(shí)，系統(tǒng)將通過液滴成核的動(dòng)力學(xué)過程快速向夸克相轉(zhuǎn)變。當(dāng)溫度升高至Tsp=142.8 MeV時(shí)，強(qiáng)子的亞穩(wěn)態(tài)真空完全消失，如果此時(shí)相變還沒有全部完成，那么系統(tǒng)會(huì)發(fā)生劇烈的強(qiáng)子相到夸克相的轉(zhuǎn)變過程。

3、總結(jié)與展望

本文主要討論了夸克物質(zhì)系統(tǒng)在發(fā)生一級相變過程中的氣泡或液滴動(dòng)力學(xué)問題。具體從F-L模型出發(fā)，理論推導(dǎo)得出σ場運(yùn)動(dòng)方程以及表面張力、臨界半徑等物理量的表達(dá)式，并利用數(shù)值方法計(jì)算了相關(guān)物理量的嚴(yán)格數(shù)值解，同時(shí)結(jié)合薄壁近似討論了氣泡和液滴臨界半徑的變化規(guī)律。根據(jù)氣泡或液滴核合成唯象模型，將相變過程看做亞穩(wěn)態(tài)真空背景中產(chǎn)生的穩(wěn)定真空的氣泡或液滴，通過數(shù)值計(jì)算具體分析了所得氣泡和液滴解結(jié)果的物理意義，并闡明了在相變過程中氣泡或液滴的演化作為一種動(dòng)力學(xué)機(jī)制驅(qū)動(dòng)相變的物理圖像。同時(shí)，根據(jù)成核率相關(guān)的數(shù)值結(jié)果，求解了相變過程中系統(tǒng)氣泡或液滴解在ΔFb/T=1時(shí)的溫度，并分析了對應(yīng)的物理意義。相對前人的工作，本文主要強(qiáng)調(diào)了一級相變過程中熱力學(xué)系統(tǒng)朝向低溫和高溫不同方向演化時(shí)，會(huì)存在著氣泡解和液滴解的不同，并且清晰的給出了兩種解的物理圖像和相關(guān)性質(zhì)的對比，在求解計(jì)算中主要采用動(dòng)力學(xué)場方程的嚴(yán)格數(shù)值解，弱化了薄壁近似的使用。

本文雖然只在有限溫度下討論了氣泡或液滴的動(dòng)力學(xué)問題，但是這里給出的分析方法同樣可以推廣到有限密度的情形。F-L模型只能給出一級相變結(jié)果，本文的結(jié)果具有一定模型依賴性，對于重離子碰撞所產(chǎn)生的包含平滑過渡的實(shí)際系統(tǒng)來講還不能很好的描述。因此接下來的研究中，希望能夠?qū)⒈疚墓ぷ魍茝V至同時(shí)具有手征對稱性和禁閉特征的QCD有效模型中，例如Polyakov-quark-meson model（PQM）模型，從而能討論在有限密度下更加接近實(shí)際情形的系統(tǒng)中一級相變過程中的氣泡或液滴的動(dòng)力學(xué)問題，并期望能對重離子碰撞中夸克物質(zhì)相變的相臨界點(diǎn)研究以及中子星形成過程中的內(nèi)部結(jié)構(gòu)研究提供一定的理論參考。