LÉVAI PÉTER

Az anyag új halmazállapotai 

A körülöttünk lévõ hétköznapi világ legtöbb anyagát könnyedén besorolhatjuk a „szilárd, folyadék, gáz" halmazállapotok valamelyikébe. A Föld szilárd kérgének nagy részét a folyékony víz borítja és az oxigéngáz élteti a magasabb rendû szerves életet. Mindannyian jól elboldogulunk a -40 °C - +100 °C tartományban, és van némi elképzelésünk akár 4000 °C-ig is, ahol a normál légköri nyomáson már minden szilárd anyag megolvadt. De mi történik az e fölötti hõmérsékleteken? Van-e értelme millió vagy éppen milliárd Celsius-fokról beszélni? Létezhetnek- e eddig ismeretlen „halmazállapotok" ilyen magas hõmérsékleteken? És mi történik nagy nyomás hatására, több ezer atmoszféra, pontosabban több száz millió pascal (MPa) nyomás esetén? Mennyire lehet az „anyagot" összesûríteni, és ott milyen tulajdonságok jellemzik? Ezen kérdések egy részére a szilárdtest-fizika ismeri a választ. Ha azonban igazán nagy hõmérsékletet vagy sûrûséget akarunk vizsgálni, akkor a nagyenergiás részecske- és magfizikát kell segítségül hívnunk. De még mielõtt belemélyednénk az extrém állapotok birodalmába, tegyünk egy kis kitérõt, és illusztrációként nézzünk meg közelebbrõl egy nagyon jól ismert anyagot, a vizet. Érdekes módon a víz ismerete sokat segíthet abban, hogy könnyebben megérthessük az anyag extrém állapotainak tulajdonságait.
 

Egy egyszerû (?) anyag: a víz 

A folyadék szó említésére szinte mindannyiunknak a víz jut eszébe. Az emberiség õsidõk óta használja a vizet, civilizációk függtek tõle: mellé települtek a falvak, városok. Víz hajtotta egykoron a malomkerekeket, ma a vízturbinákat; a vikingek a vizek mentén hatoltak be Európa belsejébe, hogy marhákat raboljanak a víz menti falvakból. Mindez azt is jelenti, hogy az emberiség nagyon jól ismerte és ismeri manapság is a vizet. Tudjuk, hogy 0 °C körül jéggé fagy, de ha télen felsózzuk az járdát, akkor az -5 °C-ig nem válik csúszóssá (ez már kémia, oldatok fagyáspontja!). Tudjuk azt is, hogy a tengerszinti légnyomáson a víz +100 °C-on forr (így skáláztuk be a Celsius-fokos hõmérõnket),  de ha fölmegyünk egy magas hegyre, akkor az ott lévõ kisebb nyomáson már +100 °C alatt is felforralhatjuk a teavizet.
De mi is van azzal a jól ismert tulajdonsággal, hogy a +4 °C hõmérsékletû víz a legnehezebb? Az általános iskolában megtanultuk, hogy ezen tulajdonság miatt a +4 °C-os víz süllyed le a tavak mélyére, így azok csak a hidegebb teleken fagynak be - sok-sok hal és egyéb vízi állat legnagyobb örömére. Mi a fizikai magyarázata a víz ezen érdekes tulajdonságának? Ezt a kérdést már kb. 300 éve feltették a természettudósok, de csak kb. húsz éve tudunk rá válaszolni. Napjainkban kezd elfogadottá válni, hogy a víz folyadékállapotának is többféle módosulata és nagyon bonyolult fázisszerkezete van. Kicsit leegyszerûsítve azt mondhatjuk, hogy a 0 °C fagyásponthoz közelítve a víz ugyan még folyadék, de mikroszkopikus méretekben már pici, kristályszerû képzõdmények kezdenek kialakulni benne. Ráadásul a fagyásponthoz közelítve a víznek két ilyen fázisa is van, amely egymásba fog átalakulni. Azonban az egyiknek T @ 4 °C körül kisebb a fajlagos térfogata, azaz sûrûbb, mint a másik. Így a nagyobb fajsúlyú komponens lesüllyed és ott marad, amíg ki nem hûl jobban, vagy föl nem melegszik. Mindezt csak nagyon bonyolult kísérletekkel, a legmodernebb diagnosztikai eljárások segítségével lehet igazolni - nem véletlen, hogy évszázadokat kellett a válaszra várni!

3. ábra. A víz metastabil állapotai normálnyomáson. Túlhûtött állapotban Th= -38 °C-ig sikerült megvizsgálni a vizet, ez az ún. homogén nukleációs hõmérséklet. A folyadékállapotról a -38 °C ³ T ³ -120 °C tartományban a jelenlegi kísérleti technika mellett nem áll rendelkezésünkre közvetlen kísérleti adat. A T³Th hõmérsékleteken kapott mérési eredményekbõl arra lehet következtetni, hogy a túlhûtött folyadék-állapot TS= -45 °C-ig létezik. Sikerült kimérni, hogy TX= -120 °C alatt egy metastabil, ultraviszkózus (a méznek van például nagy viszkozitása) állapot létezik, egész a Tüveg= -140 °C-ig, ahol a víznek egy üvegszerû metastabil állapota jelenik meg. A 0 °C alatti metastabil állapotok külsõ zavar esetén nagyon gyorsan kikristályosodnak és jéggé alakulnak
 
Az eddigiekben a víz egyensúlyi fázisaival ismerkedtünk. Mi történik, ha nagyon gyorsan melegítjük, vagy hûtjük a folyékony állapotban lévõ vizet? Ekkor a víz túlmelegszik, vagy éppen túlhûl és ún. metastabil állapotok jelennek meg, amelyek azután a legkisebb zavar hatására stabil fázisokba alakulnak át. Ezeket a metastabil fázisokat csak nagyon gyors diagnosztikai eljárásokkal tanulmányozhatjuk. A 3. ábrán foglaltam össze jelen tudásunkat a víz stabil és metastabil fázisairól normálnyomás (P»105 Pa) esetén. Ha a folyadékállapotnak normálnyomáson ennyi állapota, fázisa van, akkor milyen meglepetés érhet minket extra nagy nyomásokon? Az elmúlt évek során a víz/jég fázisátalakulást részletesen megvizsgálták egészen 200 GPa = 2 · 1011Pa » 2 millió atmoszféra nyomásig és a Tolv olvadási hõmérséklet alatt a jégnek eddig már 8 módosulatát találták meg (nagy nyomásokon Tolv< 0 °C). Az eltérõ kristályszerkezeteket római számokkal szokták jelölni, a 4. ábrán néhányat (kissé egyszerûsítve) fölrajzoltam P = 400 MPa = 4·108Pa » 4000 atm nyomásig. A túlhûtött víz metastabil állapota a Th-val jelzett homogén nukleációs hõmérsékletig létezik.


4. ábra. A jég fázisai magas nyomáson, P=10-400 MPa

 
Az extrém nagy nyomás után induljunk el az extrém nagy hõmérsékletek felé. Ha elforralás után tovább melegítjük a vizet, akkor az stabil gõz marad egészen T=2727 °C-ig, ahol elkezdõdik a vízgõz kémiai bomlása: a H2O molekula protonra és oxigénre esik szét. Ha tovább emeljük a hõmérsékletet, akkor T » 5000 °C körül az atomok elveszítik elektronjaikat, ionizálódni fognak, és megjelenik a negatív elektronokat és pozitívan töltött ionokat tartalmazó elektromágneses plazma. Miután a hõmérséklet emelésékor minden hétköznapi anyaggal elõbb vagy utóbb ez történik, ezért szoktuk az elektromágneses plazmát az anyag negyedik halmazállapotának nevezni. Errõl az állapotról szól a következõ fejezet.

A negyedik halmazállapot: a plazma

A negatívan töltött elektronokat és a pozitív ionokat (esetleg néhány semleges atomot) tartalmazó elektromágneses plazmaállapot a 20. század technikájának köszönhetõen hétköznapjaink részévé vált, hisz minden gázkisülési csõben (gyakori nevén „neon-csõ") megfosztjuk a gázatomokat egy vagy több elektronjától, és segítségükkel világítunk. A kisülési csövekben az ún. „hideg plazma" alakul ki, amelynek hõmérséklete kb. 10 000 °C. Talán ez a legmegfelelõbb pillanat, hogy az eddig használt Celsius- skáláról áttérjünk egy sokkal kényelmesebb mértékegységre, aminek az alapja az elektronvolt (eV) lesz. Ehhez elõbb a Kelvin-skálát tekintjük, amely az abszolút zérus pontról indul, és 0 °C = 273,15 kelvin, valamint 100 °C = 373,15 kelvin. Ez az eltolás ilyen magas hõmérsékleten már nem lényeges, azaz a plazmáknál mindegy, hogy Celsius- vagy Kelvin-fokról beszélünk. Ha a hõmérsékletet az E = kT összefüggéssel energiára váltjuk át (ahol k a Boltzmann-állandó, k = 8,61·10-5eV/K), akkor azt kapjuk, hogy 1 eV » 10000 K » 10000 °C. A hideg plazmák hõmérséklete » 1-10 eV.
 
Az ún. „meleg plazmák" hõmérséklete ennél jóval nagyobb, millió Celsius-fokokban mérhetõ, azaz keV-ben (1 keV = 1000 eV » 107 °C). A Nap felszíni hõmérséklete ugyan csak kb. 6000 °C (azaz valójában hideg plazma), de a Nap belsejében sok millió fokos hõmérséklet uralkodik. Itt a plazmaállapotban lévõ atommagok ütköznek, és a protonok (az elektronjuktól megfosztott hidrogénatomok magjai) fuzionálnak a nehezebb hélium atommagokká. Ez T»100 keV hõmérsékleten megy végbe, a 4 proton több lépcsõben héliummá egyesül, miközben óriási energia, 25 MeV (1 MeV=106eV) szabadul föl - ez fûti a Napot, s ezt az energiát érezzük itt a Földön, nyáron a strandon, télen egy napsütötte derûs délutánon. Ma már nagyon közel állunk plazmafúziós kutatóreaktorainkban a Nap titkának elleséséhez, reméljük rövidesen sikerül.
Érdekes tulajdonsága a plazmáknak, hogy a sok szabadon kószáló töltés rendezõdik, és kollektív effektusok alakulnak ki akölcsönható részecskék önálló mozgásából. Ilyen például a Debyeféle töltés-leárnyékolás: a plazmában az elektromos töltések Coulomb-potenciálja helyett egy ún. árnyékolási potenciál alakul ki a töltés környezetében lévõ ellentétes polaritású töltések rendezõdése során:
 
VCoulomb = a · (1/r) ® VDebye= aD· (e-mr/r)
 
Az m Debye-tömeg azt mutatja meg, hogy az addig zérus tömegû foton mekkora ellenállással fog mozogni a plazmaállapotban, mekkora „effektív tömeggel" tudjuk a kölcsönható rendszerben való haladását leírni. Miután m » T/137, ezért egy T=150 keV hõmérsékletû plazmában m » 1 eV effektív tömege lesz a fotonnak, és az ilyen fotonok lesznek a plazmaállapot legfontosabb szabadsági fokai.
 
Az m Debye-tömeg megjelenésének még egy következménye lesz: mivel a p impulzussal mozgó részecske energiáját az E= (m2 +p2)1/2 relativisztikus kifejezés adja meg, ezért az energia minimuma az effektív tömeg lesz: Emin=m. Ennél kisebb energiájú fotongerjesztés nem terjedhet a plazmaállapotban. Az m · nplazma átváltásból azt kapjuk, hogy az elektromágneses kölcsönhatást közvetítõ fotonok közül az n £ nplazma frekvenciájúak nem terjedhetnek a plazmaállapotban. Amint látni fogjuk, az elektromágneses plazma ezen tulajdonságai egy kicsit más összefüggésben ugyan, de vissza fognak köszönni az igen magas hõmérsékleten is.
Kérdés azonban, hogy növelhetjük-e tovább a hõmérsékletet? És léteznek-e egyáltalán állapotok a negyedik halmazállapoton túl? Ezek a kérdések az anyag mélyszerkezetének kutatásával együtt merültek föl, és már az ötvenes évektõl foglalkoztatják a kutatókat. A választ az atommagok nagy energián történõ összeütköztetésének vizsgálata adhatja meg.

A maganyag 

Ha a 10-10 m nagyságú atomok elveszítik összes elektronjaikat, akkor csak az R~10-15m sugarú, pozitív töltésû atommagjuk marad, ami szinte az atom teljes tömegét tartalmazza. Az atommagok sûrûsége olyan nagy, hogy ha egy 100 000 tonnás olajszállító tankhajó atommagjait szorosan egymás mellé pakolnánk, akkor azok 1 mm3térfogatot foglalnának csak el. Azaz a tankhajó 1 mm3-en túli térfogatáért az elektronszerkezet és a kémiai kötések felelõsek.
Az atommagok pozitív töltésû protonokból és semleges neutronokból állnak - ezeket nevezzük nukleonoknak. A nukleonok között fellépõ erõs kölcsönhatás azt eredményezi, hogy az atommagok belsejében maximális sûrûség jön létre, amelynek értéke r0=0,14 nukleon/fm3. Ha több protont vagy neutront adunk az atommagokhoz, akkor ez az alapállapoti (telítési) sûrûség nem változik, csak az atommag sugara nõ. Egy A számú nukleonból álló atommag sugara RA=1,1 · A1/3 lesz - fermiben, azaz 10-15 mben mérve. A 82 protonból és 126 neutronból álló A=208 tömegszámú ólom atommag sugara így RPb=6,5 fm. Ha viszont A =7 ·1056, akkor egy R=10 km sugarú neutroncsillaggal állunk szemben, amelyet maganyag, azaz az atommagok anyaga alkot. Amaganyag stabil állapotban lesz, ha a hõmérséklete T=0 - mint az atommagok belsejében.
A maganyag telítettségi sûrûségét úgy tudjuk a legegyszerûbben megérteni, ha elképzeljük, hogy a nukleonok közötti erõskölcsönhatás két komponensbõl tevõdik össze: egy hosszabb (1-2 fm) hatótávolságú vonzó komponens tartja egyben a nukleonokat, és egy rövidebb (0,5 fm) hatótávolságú taszító komponens akadályozza meg, hogy a nukleonok túl közel kerüljenek egymáshoz, esetleg egy pontszerû objektummá öszszeomolva. Azaz a nukleonok közötti potenciál alakja a következõképpen modellezhetõ:
V = -avon· (e-mr/r) + atasz · (e-Mr/r)
A részletesebb számolások azt mutatták, hogy a vonzó kölcsönhatásért egy m=600 MeV tömegû skalárrészecske (s-mezon) cseréje, a taszító kölcsönhatásért pedig egy M=780 MeV tömegû vektormezon, az w-mezon cseréje tehetõ felelõssé. Ez a leírás kísértetiesen hasonlít a már említett van der Waals-gázokra, az ott lévõ véges térfogatot helyettesítheti a taszító jellegû kölcsönhatás - a hasonlóságból eredõ következményeket rövidesen látni fogjuk. Egy ilyen egyszerû modellel (amit alkotója után Walecka-féle átlagtér elméletnek szoktunk nevezni) reprodukálni tudjuk az atommagok Ekötési = -16 MeV kötési energiáját és a korábban említett r0alapállapoti maganyag sûrûséget. Továbbá meg tudjuk jósolni a maganyag összenyomhatóságára jellemzõ kompressziós együtthatót (melynek értéke a legegyszerûbb esetben k=250 MeV). Ez azért érdekes, mert a pulzárok, azaz a forgó neutroncsillagok vizsgálatából szintén meg tudjuk határozni ezt a fizikai mennyiséget. Azaz az asztrofizikai eredmények segítségével ellenõrizni tudjuk magfizikai leírásunk helyességét. És ez meg is történt. Mivel azonban a pulzárok periódusidejének vizsgálata inkább k=400 MeV kompressziós modulust támogatott, ezért a fenti, leegyszerûsített maganyagmodellt tovább kellett fejleszteni. Ma már pontos modellel rendelkezünk a maganyag leírására, ami az atommagok tulajdonságait és az asztrofizikai jelenségeket is egyformán jól leírja.
A kutatás azonban itt nem állt meg. A maganyag ugyanis csak egyetlen pont az állapottérben, mi pedig szeretnénk az erõsen kölcsönható anyag teljes fázisszerkezetét megismerni. Jó lenne tudni, hogy nem rejtett-e el a természet valami érdekes, akár az emberiség hasznára is fordítható jelenséget a különbözõ fázisokban, vagy azok határán.

5. ábra. A maganyag fázisszerkezete alacsony hõmérsékleten. A görbék a nehézionütközések lezajlását mutatják
Az 5. ábrára a maganyag fázisdiagramját rajzoltam fel, a függõleges tengelyre a hõmérséklet, a vízszintes tengelyre a sûrûség került (ez utóbbi r0 alapállapoti barionsûrûség-egységekben). A T=0, r=r0 pontban helyezkedik el a maganyag. Nehézion ütközésben sûrítjük és melegítjük, azaz gerjesztjük a maganyagot. Vízszintes irányban egyre nagyobb barionsûrûségeket találunk, ezek az állapotok a neutroncsillagok belsejében fordulhatnak elõ.
A hetvenes évek végére lehetõvé vált a legnehezebb atommagok gyorsítóban való összeütköztetése Enyaláb=100-1000 MeV/nukleon energiával és megkezdõdött a kísérleti adatok gyûjtése. A kaliforniai LBL kutatóközpontban (Berkeley, USA) elkezdett munkát magasabb technikai színvonalon a kilencvenes években a GSI (Darmstadt, Németország) és a KEK (Tsukuba, Japán) gyorsítók mellett ismételték meg Enyaláb=2000 MeV/nukleon energiát elérve. Elméleti oldalról nagy lökést adott az, hogy sikerült bebizonyítani: az atommagok ütközése jól modellezhetõ folyadékcseppek ütközéseként - persze ezek nem vízcseppek lesznek!!! A hidrodinamikai modellekben a maganyag energiasûrûségét és nyomását (azaz állapotegyenletét) használták föl, és akár 0,1 fermi idõfelbontással is nyomon tudták követni az ütközés lefolyását. (Itt t=1 fm az az idõ, ami alatt a fény 1 fermi = 10-15 m utat tesz meg: t = 1 fm = 3 · 10-24s.)
Ma már nagyon sokat tudunk a maganyagról. Sikerült bebizonyítani, hogy a maganyagban létezik egy folyadék-gõz fázisátalakulás - hasonlóan a közönséges van der Waals-gázokhoz. Az alacsony energiás nehézionütközés központi tartományában elérhetjük a T » 20-50 MeV hõmérsékletet, és akár a r ~ 2 r0 sûrûséget is, hogy aztán a keletkezett tûzgolyó elkezdjen kiterjedni és lehûlni. A tágulás során a tûzgolyó eléri a T £ 15 MeV hõmérsékletet, s itt a folyadékfázis „elgõzölög", egy jól azonosítható fázisátalakulás jön létre. A fázisátalakulás hõmérséklete a végállapoti részecskék impulzuseloszlásából közvetlenül meghatározható. A fázisátalakulás kísérletileg meghatározott kritikus hõmérséklete TC=15 MeV, azaz ~150 milliárd °C lesz (hasonlítsuk ezt a víz TC-jéhez), a kritikus sûrûség pedig rC@ 0,3 r0. A bombázó energianövelésével a tûzgömb egyre magasabb hõmérsékleten éri el a  r » 0,3 r0 sûrûséget, ahol szétesik: Enyaláb @2000 MeV/nukleon energiánál már kikerül a folyadék-gõz fázisátalakulási tartományból - ilyenkor már csak szétesési hõmérsékletrõl beszélünk, ami szintén kísérletileg mérhetõ.

A hadronanyag 

De mi történik 15 milliárd kelvin fölött? Szeretnénk, ha a nehézion ütközések bombázó energiájának növelésével tovább tudnánk emelni az elsõdleges ütközési zóna hõmérsékletét és az ott kialakult részecskesûrûséget, hogy a gerjesztett maganyag újabb és újabb tartományát tudjuk letapogatni. Korábban több elméleti fizikus azt állította, hogy ez nem lehetséges, mert a bombázóenergia növelésével egyre inkább átlátszóvá válik az atommag, és nem lesz mód a további „felfûtésre". A brookhaveni AGS gyorsító 1983-as indítása tette lehetõvé ennek a kérdésnek a tisztázását. Az Enyaláb=14 GeV/nukleon energia elegendõnek bizonyult ahhoz, hogy egész T=150-160 MeV hõmérsékletig és  r£4 r0 sûrûségig megvizsgálhassuk, feltérképezhessük az anyag szerkezetét.
Ebben a tartományban a legérdekesebb folyamat az új részecskék keletkezése. A legkönnyebb mezon a p-mezon, mp=140 MeV. Azaz az AGS energiáján ezen részecskék már nemcsak a legelsõ nukleon-nukleon ütközésben keletkezhettek, hanem termikus úton, másodlagos ütközésekben is. A kialakult magas hõmérséklet, azaz nagy átlagos kinetikus energia elegendõ az új részecskék folyamatos keltéséhez. A kezdetben csak nukleonokból álló tûzgömbben így megjelennek a pionok, majd a nehezebb mezonok (r, w, h, ...), illetve a protonok és a neutronok gerjesztett állapotai, az ún. barion-rezonanciák (D, N, D*, N*, ...), valamint az antibarionok. Új típusú részecskék is felbukkannak, az ún. ritka-részecskék: a K- és f-mezonok, a L, S, X, W hiperonok, ezek antirészecskéi és magasabban gerjesztett rezonanciaállapotai. A nukleonok által dominált maganyag helyét a tûzgömbben így veszi át a sokféle hadront tartalmazó hadronanyag.
Ennyi részecske és a köztük fellépõ erõs kölcsönhatás új és érdekes jelenségek felbukkanását vetíti elõre. A maganyag elméleti leírásának kiterjesztése jóslatok egész sorát vetette föl arra nézve, hogy mit fogunk látni a kísérletekben. Így például felvetõdött, hogy a kölcsönható pionok kondenzálódnak, számuk ugrásszerûen nõni fog a bombázóenergia emelésével. Eközben a nukleonok szabályos proton-neutron(spin-izospin)-rácsba fognak rendezõdni. Nagyobb sûrûségen a kaonok is követik a pionokat, és szintén kondenzálódnak. Ekkor a negatív K--részecskék elnyelõdnek a nukleonokban, és ily módon egy L-S-rács jön létre. Eközben a kis intenzitással kölcsönható K+-mezonok egy koherens részecskehullámot létrehozva kaonlézer-nyaláb formájában hagyják el az ütközési térfogatot. A Walecka-modell barionrezonanciákra való kiterjesztése azt jósolta, hogy a hadronanyag magas hõmérsékleten úgy csökkenti a nyomását és minimalizálja a szabad energiáját, hogy a pionokat elnyelik a nukleonok, és a nehezebb barionrezonanciák jelennek majd meg.
Ezeket a jelenségeket végül is nem sikerült azonosítani az elvégzett kísérletekben. Úgy tûnik, hogy a fenti állapotok kialakulásához hosszabb idõre van szükség, mint az ütközések 10-22s idõtartama. Ugyanakkor a neutroncsillagok belsõ szerkezetének leírásához ma már szervesen hozzátartozik a pion- és kaonkondenzátumot tartalmazó réteg figyelembe vétele, és izgalmas területté vált a ritka részecskéket tartalmazó hiperoncsillagok tárgyalása.
Ugyanakkor sikerként könyvelhetõ el, hogy a hadronanyag elméleti és kísérleti vizsgálata fontos eredményekhez vezetett. Egyrészt sikerült megadni sok olyan hadron-hadron kölcsönhatás valószínû leírását, amelyek közvetlen vizsgálata technikailag nem lehetséges. Másrészt fény derült sok hadron tulajdonságainak (tömegének, szélességének) „sûrû anyagban" történõ megváltozására - ez utóbbi hatást a legprecízebb részecskefizikai (vákuumbeli) kétrészecske-ütköztetés se tudta volna földeríteni. Így ma már nagyon jól tudjuk, hogy mi történik és fõként milyen részecskéket detektálhatunk, ha nagy energiasûrûségû hadronanyag, sok-komponensû hadronkoktél alakul ki. Ez a tudás elengedhetetlenül fontos, ha a hadronanyag további fûtését, a T=150-200 MeV hõmérséklet túlhaladását szeretnénk elérni, és a legizgalmasabb állapot, a kvark-gluon-plazma megjelenését szeretnénk vizsgálni (lásd még Siklér Ferenc cikkét).

A kvark-gluon-plazma 

A nagyenergiás magfizika nagy kérdése, hogy lehet-e a hadronanyagot minden határon túl gerjeszteni - újabb és újabb, egyre nehezebb rezonanciaállapotokat létrehozva - vagy pedig egy kritikus energiasûrûség (és részecskeszám sûrûség) elérése után a hadronok már olyan szorosan lesznek egymás mellett, hogy egyszerûen átlapolódnak, elveszítik hadronjellegüket, és elõtûnik a következõ szint, a kvarkok szintje. A keresett állapot az ún. kvark-gluon-plazma (QGP), amikor is a kvarkok és a gluonok lesznek a meghatározó szabadsági fokok, a köztük lévõ kölcsönhatást pedig a színtöltés és az általa generált kölcsönhatás írja majd le.
A kvark-gluon-plazma megjelenését tulajdonképpen a Standard Modell erõs kölcsönhatást leíró része, a kvantum-színdinamika (QCD) jósolja, hisz az kvarkokra és gluonokra épül, azaz léteznie kellene egy anyagnak, amely kvarkokat és gluonokat tartalmaz. Ebben az anyagban a kvarkok és a gluonok szinte szabadon mozognának, mert a szükséges nagyon nagy energián az erõs kölcsönhatás intenzitása meglepõ módon kicsi. Csak ha az energiasûrûség, illetve a kétrészecske-folyamatokban végbemenõ energiacserék csökkennek, akkor növekszik a kölcsönhatás erõssége - hogy végül elérve egy kritikus értéket, a kvarkok és gluonok között már olyan erõssé válik a kölcsönhatás, hogy már nem is tudnak szabadon közlekedni, hanem bezárulnak egy-egy hadron (mezon, barion, antibarion) belsejébe. Alacsony energián a QCD helyét az erõs kölcsönhatás fenomenologikus leírása veszi át, amely már a hadronokon alapul.
Ezt a kvarkok kiszabadulásával/bezárásával jellemezhetõ fázisátalakulást a QCD egyenleteinek rácson való megoldásakor is megtalálhatjuk, és numerikusan meghatározhatjuk a kritikus hõmérsékletet is: a három legkönnyebb kvark (u, d, s) jelenlétében a fázisátalakulás kritikus hõmérséklete TC @ 170 MeV. Azaz ha ezt a hõmérsékletet, illetve az ennek megfelelõ e = 2 GeV/fm3 energiasûrûséget el tudjuk érni, akkor a kvarkok kiszabadulását, a kvark-gluon-plazma állapot megjelenését várjuk.
A QGP keresése áll a CERN SPS gyorsító tíz éve futó nehézion programjának középpontjában, ahol többek között 158 GeV/nukleon bombázóenergiával lõttek A=208 tömegszámú ólom atommagokat álló ólom atommagokba. Ez s1/2=18 AGeV tömegközépponti energiának felel meg. (A kvark-gluon-plazmakutatás elsõ szakaszának eredményeirõl, sikereirõl Siklér Ferenc cikkében olvashatunk.)
A QGP-kutatás második szakaszát 2000 júniusában nyitotta a brookhaveni RHIC-gyorsító (lásd Csörgõ Tamás cikkét), ahol egymással szemben futó és ütközõ nehézionnyalábokkal s1/2 = 130 AGeV energiát sikerült elérni. Ezzel a berendezéssel várhatóan T=500-600 MeV hõmérsékletet tudunk majd létrehozni. A tervek szerint 2005-ben induló CERN LHC gyorsítóban pedig, a RHIC-hez hasonló módszerrel s1/2=14 000 AGeV tömegközépponti energiát szeretnénk elõállítani A=197 tömegszámú arany atommagok ütköztetésével (lásd Dénes Ervin és Rubin György cikkét). Ezzel az energiával a T=1000 MeV hõmérséklet elérését céloztuk meg - ez, ugye, már milliószor millió kelvin. Mindez azt tükrözi, hogy milyen hatalmas erõfeszítéssel próbáljuk feltérképezni az egyre magasabb hõmérsékletek tartományát.
Miért ilyen fontos ez? Miért áldoznak a legfejlettebb országok dollármilliárdokat ezekre a berendezésekre? Azért, mert így visszafelé tudunk haladni az idõben, és elérhetjük az anyag azon állapotait, amelyek az univerzumunk elsõ mikromásodperceiben létezhettek, s amelyek meghatározták a világegyetem tágulását, mai formájának kialakulását. E kiadvány hátsó borítóján lévõ ábra mutatja, hogy fizikai elméleteinkre támaszkodva hogyan is képzeljük el a legkorábbi állapotokat és folyamatokat. Mindezt azonban szeretnénk bebizonyítani, kísérletileg is alátámasztani. Jelen technikai fejlettségünk azt teszi lehetõvé, hogy a nehézion ütközésekkel letapogassuk a T=200-1000 MeV-es hõmérséklettartományt. Az elmélet szerint ekkor végig kvark-gluon-plazma-állapotban van az anyag. Hát akkor ezt bizonyítsuk is be! A nagyenergiás magfizika elkövetkezõ tíz éve ezzel telik majd, és egyben ez lesz a kvark-gluon-plazma kutatásának második szakasza.
Ez a kutatás várhatóan még sok meglepõ eredménnyel szolgál. Már a CERN SPS-kísérletek eredményei megmutatták, hogy a QGP nem egyszerû állapot. Az adatok és azok elméleti elemzése azt sugallja, hogy a fázisátalakulás kritikus hõmérsékletének közelében a plazmaállapotban nem tömegtelen kvarkok és gluonok vannak jelen, hanem az intenzív kölcsönhatásuk által effektív tömeggel felöltöztetett kvázi-részecskék: tömeges kvarkok és gluonok. Ráadásul a gluonok nehezebbek is, azaz egy kvarkok és antikvarkok által dominált kvark-antikvark-plazma (QAP) jelenik meg a T»200 MeV-es tartományban. Ezen kvázirészecskék bomlási szélessége kicsi lesz, azaz ténylegesen jó szabadsági fokok a kialakult állapot leírására.
A QGP (vagy QAP) állapot nagyon hasonlít a cikk elején említett elektromágneses plazmához. A tömeges kvázi-részecskék megjelenése összekapcsolható a színtöltés leárnyékolásával, a tömegek értéke pedig összefüggésben van az árnyékolási Debyetömegekkel. A gluonok tömege valójában megegyezik a minimális plazmafrekvenciával - ez alatt az energia alatt nem terjed gerjesztés a plazmában. Az elektromos és a színes plazma között van azért különbség. Ez abból a fontos ténybõl fakad, hogy a fotonnak nincs saját töltése, míg a gluonnak van, így az önkölcsönható gluon olyan járulékokat is generál, ami hiányzik az elektromos plazmából. Ezért lesz bonyolultabb ez a plazma.
A hõmérséklet növekedésével mind az effektív tömegek, mind a bomlási szélességek növekedni fognak : T=500 MeV esetén kb. G=400 MeV bomlási félérték szélességet kapunk. Azaz itt már túl gyorsan elbomlanak (és persze újra keletkeznek) a kvázi-részecskék, így helyesebb, ha visszatérünk a tömegtelen kvarkokat és gluonokat tartalmazó QGP-állapottal történõ leíráshoz.
Ugyanakkor a hõmérséklet és az energiasûrûség növelése egy új jelenséghez is vezet. Nevezetesen T=500 MeV fölött a tömeges kvázi-gerjesztések szétesése lehetõvé teszi, hogy megnövekedjék az alacsony impulzusú gluonok száma. Ezek a részecskék bozonok, azaz ugyanabban a kvantumállapotban sok gluon lehet. A legérdekesebb kérdés, hogy ha a gluonok nagy számban lesznek jelen, akkor kialakulhat-e klasszikus gluontér? (A fotonok is alapjában véve kvantumosak, de hétköznapi körülmények között olyan sokan vannak, hogy egy klasszikus térelmélet, az elektrodinamika írja le viselkedésüket, ezért is gondolkozhatunk fényhullámokban.) Miként fog viselkedni egy önkölcsönható, klasszikus szín-elektromágneses tér? Milyen speciális tulajdonságai lesznek a klasszikus szín-elektrodinamikának? Milyen trükköket rejtett el itt a természet? Egy kicsit úgy érezhetjük magunkat, mint a 175 évvel ezelõtti emberek, akik az iránytût már ismerték, de Jedlik Ányos még nem kezdett hozzá elektromotorjának a megkonstruálásához.
Összességében azt mondhatjuk, hogy az SPS-, RHIC- és LHCgyorsítók mellett 25 év alatt lehetõvé válik (ez az idõszak 1990- ben kezdõdött és elõreláthatólag 2015-ig tart), hogy a T=150-1000 MeV hõmérséklet-tartományban megismerhessük a kvarkok és gluonok által alkotott anyag tulajdonságait. Ez lesz az erõsen kölcsönható anyag magas hõmérsékletû tartománya. De hogy viselkedik a kvark-gluon-plazma alacsony hõmérsékletû nagy sûrûségû régiókban?

6. ábra. Az SPS, a RHIC és az LHC gyorsítók nehézion kísérleteiben vizsgálható hõmérsékletek és állapotok


Kezdjük el a maganyag (hadronanyag) sûrûségét növelni úgy, hogy közben alacsony hõmérsékleten maradunk. A r@6r0 sûrûséghez elérve a hadronok már olyan közel lesznek egymáshoz, hogy átfednek, és az elõzõ fejezetben említettekhez hasonlóan a kvarkok kiszabadulnak a hadron-börtönökbõl, létrejön a „hadronanyag ® kvarkanyag" fázisátalakulás. Alacsony hõmérsékleten azonban érvényesülhet a kvarkok közötti (kis intenzitású) vonzó kölcsönhatás, amit a magas hõmérséklet egyébként elnyomna. Érdekes jelenségek léphetnek föl ekkor.
Az egyik ilyen jelenség a kvarkok párokba rendezõdése. A kvarkok 1/2 spinnel rendelkezõ fermionok, a dikvark-párok azonban már egész spinnel rendelkezõ bozonok. A bozonok pedig már kondenzálódhatnak, azaz nagy számban foglalhatnak el alacsony impulzusú állapotot. Ezek a dikvarkok azonban nem lesznek színtelenek, hanem színtöltéssel rendelkeznek. Alacsonyabb sûrûségeken a színtöltés mindig semlegesítõdik, csak színtelen hadronokat találhatunk. A dikvark-kondenzátumban a stabilan jelenlévõ színtöltés teljesen egyedi jelenség lesz. A dikvarkok tört töltésûek lesznek, azaz a töltésszimmetriát is sérti ez az állapot. Ugyanakkor található egy kombinált töltés, amelyre szimmetrikus lesz a dikvark-kondenzátum: ez a foton és a gluon keveredésébõl elõálló „forgó elektromágneses töltés", amely szín- és elektromos töltés is egyszerre.

7. ábra. A kvarkanyag fázisai nagy sûrûségeken
Másik effektusként, a kvarkpárok úgy kapcsolódnak össze, mint a szilárdtestfizikából ismert Cooper-párok, amelyek az elektromos szupravezetés létrejöttéért felelõsek. A kvarkpárok lecsatolódnak a környezetükrõl (nem lépnek kölcsönhatásra a többi kvarkkal), és létrejön az ún. szín-szupravezetés. Ez kb.T=20-30 MeV hõmérsékletig fenn is marad, az emelkedõ hõmérséklettel azonban eltûnnek a nagy sûrûségû dikvark-kondenzátum Cooper-párjai és megszûnik ez a jelenség. A szín-szupravezetõ fázisnak még egy tulajdonsága van: a gluonok is tömeget kapnak, és ezek a tömeges gluonok keverednek majd a fotonnal a „forgó elektromágneses töltés" létrehozásakor.
Az itt tömören ismertetett jelenségek teljesen egyediek, ugyanakkor hasonlóak is a máshol megfigyelt kondenzátumokhoz, szupravezetõkhöz. Ezen tulajdonságok részletesebb vizsgálatára kiváló lehetõséget nyújtanak a nagyobb tömegû neutroncsillagok, ahol a magban uralkodó nagy sûrûségen megjelenhet a kvarkanyag (ezért is nevezzük ezeket kvarkcsillagoknak), s vele együtt a kondenzált és szupravezetõ állapot. Az elméletileg megjósolt tulajdonságokat kísérletileg a kvarkcsillagok forgási sebességének csökkenési ütemén keresztül határozhatjuk meg - hasonlóan ahhoz, ahogy a maganyag kompressziós tényezõjét a pulzárok forgási sebességén keresztül mondtuk meg.

Az elektrogyenge plazma és az azon túli világ 

És mit találunk T ³ 1000 MeV = 1 GeV hõmérsékleteken? A Standard Modell alapján azt mondhatjuk, hogy az 1 GeV £T £ 100 GeV hõmérséklet-tartományban a QGP állapot lesz a domináns, hogy aztán T~100 GeV hõmérsékleten megjelenjen egy másik kollektív állapot: az elektrogyenge plazma. Ez fõként nagy sûrûségû W±- és Z0-bozonokból, fotonból, leptonokból és a keresett Higgs-részecskébõl áll. Fodor Zoltán foglalta össze cikkében az elektrogyenge fázisátalakulás legérdekesebb következményeit - például azt, hogy itt és most létezhetünk. Már csak ez az egyetlen momentum megérdemli, hogy részletesen tanulmányozzuk ezt az anyagot. Sajnos a jelen technikai fejlettségünkön alapuló kísérleti berendezések nem teszik lehetõvé, hogy ellenõrzött, laboratóriumi körülmények között vizsgálhassuk meg az elektrogyenge plazmát. Amíg el nem lessük a természettõl a PeV-es energiájú kozmikus sugarakat elõállító mechanizmust (lásd Domokos Gábor és Kövesi Zsuzsa cikkét), addig maradnak a számítógépes számolások és a kapott eredmények ellenõrzése az univerzum legkorábbi pillanatait leíró modellekben.
Elméletileg tovább folytathatnánk a szuperszimmetrikus részecskék alkotta plazma vizsgálatával, ami a T=1015GeV hõmérsékletig vezetne. Miután azonban jelenleg még nem tudjuk, hogy a Standard Modellen túl melyik elmélet lesz majd az „igazi", ezért itt és most megállunk az extrém nagy energiasûrûségû anyagok ismertetésével és vizsgálatával, és majd innen folytatjuk tíz év múlva.
A szerzõ kíváncsian várja, hogy az eddig elmondottakat mennyiben változtatják meg a Csáki Csaba cikkében említett, esetleg már az LHC-nél is kimérhetõ gravitációs gerjesztések és extra dimenziók felbukkanása. A gravitációs kölcsönhatás és a Standard Modell egyesítése új távlatokat nyitna meg mind az univerzum korai állapotainak, mind az asztrofizikai objektumok szerkezetének vizsgálata terén. A RHIC- és az LHC-nehézion-kísérletek, valamint a Higgs-keresés lezárulása remélhetõleg még világosabbá és pontosabbá teszi ismereteinket ezekrõl az extrém állapotokról. Az anyag mikroszerkezetének vizsgálata, mikrokozmoszunk és univerzumunk jobb megismerése izgalmas kihívást jelent a modern nagyenergiás fizikai kutatások számára az elkövetkezõ tíz-húsz évben. A szerzõ ezt a kihívást szeretné a tisztelt Olvasó figyelmébe ajánlani ezzel a cikkel. Már sokat tudunk, de lehet, hogy a legérdekesebb kérdések még elõttünk vannak és megválaszolásra várnak!
 
 

A víz egyensúlyi fázisai 



1. ábra. A jég-víz-gõz-rendszer egyensúlyi fázisszerkezete

A fagyást és a forrást fázisátalakulásnak szoktuk nevezni, a jég és a gõz pedig a víz más-más fázisai: H2O molekulák alkotják ezeket is, mégis eltérõek a kollektív tulajdonságaik, mert más szerkezetben helyezkednek el a H2O molekulák. Az 1. ábrán a P nyomás és T hõmérséklet függvényében felrajzoltuk a jég-víz-gõz(szilárd-folyadék -gáz)-rendszer egyensúlyi fázisszerkezetét. A három fázis a TH=0,01 °C hõmérséklettel és PH=607,8 Pa nyomással jellemzett hármaspontban találkozik, ahol mindhárom fázis egyensúlyban van egymással (a nyomás SI-ben való mérésére a pascalt használjuk, 1 atm = 760 Hgmm = 1,01·105 Pa). A víz-gõz(folyadék-gáz)-fázishatár, az ún. „gõzgörbe", a TC=374,2 °C kritikus hõmérséklettel és PC=2,2·107 Pa kritikus nyomással (»218 atm) jellemzett C kritikus pontban ér véget. A kritikus pont fölött nem tudunk megkülönböztetni külön folyadék- és külön gázfázist, itt nincs közöttük fázisátalakulás. Alacsony nyomáson ugyanakkor a kristályos fázis nem olvad meg, hanem közvetlenül elpárolog, „szublimál". Aszublimációs görbe választja el a gáz és a szilárd fázist, a szilárd és a folyadékfázist pedig az olvadási görbe. A nyomás-hõmérséklet-diagram azért hasznos, mert segítségével bármilyen adott hõmérsékleten egyetlen pillantással meg tudjuk határozni, hogy ott a víz melyik fázisában tartózkodik. 



2. ábra. A jég-víz-gõz-rendszer a 3-dimenziós (P, V, T) fázistérben

Ha kibõvítjük a víztípusú, egykomponensû anyagokra vonatkozó 1. ábrát a V térfogattal (azaz a r=N/V sûrûséggel), akkor a 2. ábrát kapjuk. Ennek a 3-dimenziós fázisdiagramnak a 2-dimenziós vetülete az 1. ábra. A víz egyensúlyi állapotai a 3-dimenziós fázistérben egy 2-dimenziós felületen helyezkednek el. Valójában az egyensúlyi felületen kívüli állapotok is létezhetnek, ezek az ún. nem-egyensúlyi állapotok, amelyek hosszabb-rövidebb idõ alatt egyensúlyiakká alakulnak - a viszonylag hosszabb életidejûek az ún. metastabil állapotok. A felületre berajzolt szaggatott vonalak az állandó hõmérséklettel jellemzett állapotokat jelölik, ezek a vonalak az izotermák. A C kritikus pont és a H hármasvonal közötti tartományban szépen látszik, hogy hogyan változik az anyagra jellemzõ térfogat (azaz a sûrûsége), ha egy izoterma mentén haladva követjük a folyadék-gáz fázisátalakulást. Ha figyelembe vesszük a vízmolekulák véges térfogatát és egymás közötti vonzó kölcsönhatásukat, akkor ezt a tartományt a nem-ideális, ún. van der Waals gázokra jellemzõ fázisátalakulási tulajdonságokkal jellemezhetjük. Ezen az ábrán aszilárd fázisban csökken a térfogat a csökkenõ hõmérséklettel. A vízjég pontos fázisszerkezete ennél bonyolultabb.