Csörgő Tamás, Lévai Péter, Lukács Béla, Zimányi József
KFKI Részecske és Magtizikai Kutató Intézet
A kvarkanyag tulajdonságainak megértéséhez úgy juthatunk el a legkönnyebben, ha felidézzük a nukleonok
és a maganyag néhány jellemzőjét. A nukleont
Most képzeljük el, hogy ezt a maganyagot elkezdjük összenyomni. A buborékokat nem lehet lényegesen kisebb méretűre összepréselni, mert a kvarkoknak a határozatlansági relációból származó nyomása ennek ellenszegül. Így a buborékok fognak egyre közelebb kerülni egymáshoz. A külső nyomást tovább fokozva elérkezünk egy olyan állapothoz, amelyben a buborékok egymáshoz szorulnak, és így a buborékok fala megszűnik. A rendszer egyetlen nagy buborékká válik, amelyen belül a kvarkok most már szabadon közlekednek. A Pauli-elvet azonban tiszteletben kell tartaniuk: egy impulzusállapotot (ugyanazon egyéb kvantumszámok mellett) csak egy kvark foglalhat el. Először a legkisebb impulzusú állapotok telnek meg. Ahogyan növeljük a kvarkok sűrűségét, úgy fogják azok az egyre nagyobb és nagyobb impulzusú állapotokat elfoglalni. Most vegyük még figyelembe, hogy a kvarkok közti kölcsönhatást meghatározó csatolási paraméter (futó csatolási állandó) folytonosan csökken az összeütköző kvarkok relatív impulzusának növekedésével. Így arra a meglepő eredményre jutunk, hogy a kisebb sűrűségen erősen kölcsönható részecskékből álló, szinte kezelhetetlenül bonyolult rendszer nagy sűrűségen úgy viselkedik, mint egy kölcsönhatásmentes Fermi-gáz! Ez az esztétikusan egyszerűvé alakuló tulajdonsága teszi olyan vonzóvá a kvarkanyag kutatását.
De nézzük, mi történik, ha további kvarkok hozzáadásával növeljük a gyakorlatilag elhanyagolható nyugalmi
tömegű u (up) és d (down) kvarkokból álló gáz sűrűségét. Az újabb kvarkok már csak
egyre magasabb és magasabb energiájú állapotban találnak maguknak helyet. Így eljutunk ahhoz a
sűrűséghez, amelynél az új kvarkokat már a 300 MeV-es energiaszintre tudjuk csak elhelyezni. Ekkor
érdekes dolog veszi kezdetét! Energetikailag kedvezőbb állapot keletkezik, ha egy nagy kinetikus energiájú,
de kicsi nyugalmi tömegű kvarkantikvark-pár átalakul mínimális impulzusú, de nagy (150 + 150 MeV)
nyugalmi energiájú ritka-antiritka 
kvarkpárrá! Innen kezdve a könnyű kvarkok sűrűségének növelése automatikusan hozza magával a ritka
kvark-antikvark-párok sűrűségének növekedését. Valóban, némely neutroncsillag belsejében oly nagy a
sűrűség, hogy az - feltételezéseink szerint - kvark-fázisban lévő anyagból áll, és jelentős számú ritka kvarkot
is tartalmaz.
Az eddigiekben a maganyag hidegen való összenyomásakor kialakuló helyzettel foglalkoztunk. Most vizsgáljuk meg, mi történik, ha a hideg kvarkanyagot melegíteni kezdjük. Ha egy kivájt belsejű rézgömböt felmelegítünk (például ezer Kelvinre), akkor annak belsejében az elektromágneses kölcsönhatást közvetítő fotonok által alkotott "gáz" (ütközésmentes Knudsen-gáz) lesz jelen az üregben. E fotonok impulzuseloszlása a feketetest sugárzásának fog megfelelni.
Nagyon hasonló helyzet fog kialakulrü, ha egy térrészt k T = 200 MeV (T = 2 billió Kelvin) hőmérsékletre felmelegítünk. Ekkor azonban nem az elektromágneses kölcsönhatást közvetítő fotonok lesznek a gáz alkotóelemei, hanem az erős kölcsönhatásért felelős gluonok. (Ahogy két elektron között a fotonok közvetítik a kölcsönhatást, úgy két kvark között a kvantum-színdinamikai tér nyugalmi tömeg nélküli kvantumai, a gluonok közvetítik a kölcsönhatást.) Mi történik, ha most kvarkokkal és antikvarkokkal töltjük meg ezt a térrészt? Első pillanatban azt goridolhatnánk, hogy a kvarkok és gluonok között erős lesz a kölcsönhatás, így az egyszerű közelítés lehetőségei megszűnnek. Szerencsére nem ez történik. Amint azt az előzőekben már említettük, a kvarkok kölcsönhatásának leírásában fellépő csatolási állandó a résztvevő részecskék impulzusának növekedtével csökken. Ugyanez a csatolási állandó lép fel a kvark-gluon-kölcsönhatásban is. Ennek következtében ilyen igen magas hőmérsékleten, tehát ahol a gluonoknak és a kvarkoknak egyaránt igen nagy áz átlagos impulzusa, az egész rendszer jó közelítésben kölcsönhatásmentes, adott hőmérsékletű, gluonokat leíró Bose- és kvarkokat leíró Fermi-gáz keverékének tekinthető.
Kérdés, hogy a fentiekben jellemzett kvarkanyag a természetben előfordul-e? Mai ismereteink szerint 3 különböző esetben található kvarkanyag. Egy esetben volt és ma nincs; egy esetben van, de messze és hozzáférhetetlenül; a harmadik esetben pedig mi magunk kíséreljük meg előállítani.
Az első ilyen állapot a Világegyetem múltjában létezett. A galaxisok vöröseltolódásából látható, hogy az anyag ma ritkulóban (és így hűlőben is) van. A filmet a gravitációs egyenletek felhasználásával visszafelé forgatva arra a következtetésre jutunk, hogy úgy 13-16 milliárd évvel ezelőtt létezett egy végtelen sűrűségű és hőmérsékletű állapot. A végteleneket majd megszűntetheti a kvantumgravitáció elmélete, ha elkészül, de nincs kétségünk afelől, hogy a kezdőállapotban a sűrűség és hőmérséklet olyan nagy volt, hogy Univerzumunk anyaga kvark-gluon-plazma állapotban volt. A Világegyetem tágulása közben ez így is maradt mintegy 8 mikromásodpercig. (A számjegy még változhat, nagyságrendje azonban aligha). E 8 mikromásodperc elteltével a kvarkplazma már eléggé lehűlt és megritkult ahhoz, hogy a kvark-bezáró erők elkezdjenek felülkerekedni, és az első nukleonok létrejöjjenek. A Világegyetem anyaga ekkor további 7 mikromásodpercig bugyborékolt, a nukleonokat tartalmazó anyagcsomók egyre nőttek, mígnem 15 mikromásodperccel a Kezdet után az átmenet befejeződött, az összes kvark, antikvark és gluon hadronokba (barionokba és mezonokba) zárult.
Eme átmeneti állapot közvetlen maradványai nem ismeretesek. Egy merész elmélet szerint azonban a bugyborékolásból fennmaradhattak olyan neutroncsillagok, amelyekben a keletkező maganyag a környezetéhez képest sűrűbbre sikerült. Ezeket azonban nehéz lenne a később keletkezettektől megkülönböztetni. Más számítások szerint az úgynevezett ritka vagy szimmetrikus kvarkplazma (amelyben az u, d és s kvarkok részaránya egyaránt 1/3-1/3-1/3) alacsonyabb energiájú lehet a maganyagnál. Ha ez igaz, akkor a bugyborékolásból visszamaradhatott ilyen keverék, és valahol a világűrben ma is jelen lehet. Ezt az anyagot eddig bizonyíthatóan nem láttuk, hacsak nem akarunk néhány nagyon furcsa kozmikus sugárzási megfigyelést ezen anyag számlájára írni.
A már említett neutroncsillagok belsejében ma a hőmérséklet alacsony, közel zérus. A belső sűrűségük azonban talán elegendő a kvarkanyag létrejöttéhez és fennmaradásához. A neutroncsillagok az elmélet szerint (6-10 km sugarú és 1-2 naptömeg tömegű égitestek, a szupernóvakitörések termékei. A pulzárok minden bizonnyal neutroncsillagok. A kvarkplazmát azonban jelenlegi tudásunk alapján nem tudjuk egy 1000 fényév távolságban lévő neutroncsillag közepén megfigyelni. A helyzet viszont nem teljesen reménytelen: az, hogy a neutroncsillag belsejében mi van, befolyásolja anyagának összenyomhatóságát, ezért a csillag látható méretének és tömegének kapcsolatát is. Így sok neutroncsillag megfigyelése után megmondhatjuk majd, vannak-e közöttük olyanok, amelyek belsejében kvarkplazma található.
A harmadik lehetőség a kvarkanyag fellelésére az atommagok erős összenyomása. Erre a felgyorsított nehéz atommagok egymással való ütköztetése nyújt módot. A nagyenergiájú nehézion-ütközésekben a gyorsítási energia részben a részecskesűrűség növelésére, részben pedig az összenyomott zónában a rendezetlen mozgási energia, azaz a hőmérséklet növelésére fordítódik. A számítások szerint a kvark-gluon-plazma állapot eléréséhez a normál nukleon-sűrűség 6-10-szerese vagy körülbelül kT= 200 MeV hőmérséklet, azaz mintegy 1,5-2 GeV/fm3 energiasűrűség létrehozása szükséges.
Egy-egy ilyen nagyenergiás nehézion-ütközés realisztikusabb leírása bonyolult feladat. Ilyen számításoknál alkalmazzuk többek között a relativisztikus hidrodinamika, a statisztikus fizika, a térelméletek módszereit, mindezt számítógépes Monte-Carlo-szimulációkba illesztve. Az ilyen jellegű elméleti számítások részletes ismertetésére itt nem térünk ki. Illusztrációként bemutatjuk azonban a kvarkanyag-maganyag fázisátalakulás egyszerű, a legkevesebb speciális ismeretet megkívánó, egyensúlyi termodinamikai leírását.
Feltesszük, hogy a maganyag is, s a belőle származó kvarkplazma is leírható termodinamikai módon. Azaz néhány jellemző mennyiség (sűrűség) értékei meghatározzák a rendszer állapotát. Megjegyzendő, hogy ennek számos szükséges feltétele van.
Az elmélet szerint tulajdonképpen mindig csak kvarkjaink és antikvarkjaink vannak, még a maganyagállapotban is, csak akkor párosával vagy hármasával vannak bezárva a mezonok, illetve barionok belsejében (ezeket a részecskéket együtt hadronoknak nevezzük). Mégis érdemes külön hadronokról és külön kvarkokról beszélni, mert másként írhatjuk le a kölcsönhatást a kvarkok között, és másként a hadronok között. A hadron-kvarkrendszer állapotát megkaphatjuk, ha megadjuk a V össztérfogatot, a hadronanyag (VH) és a kvarkanyag (VQ) térfogathányadát, az egyes hadronok (Ni) és az egyes kvarkok (Nα) számát (ideértve a gluonokat is), és mindkét fázis entrópiáját (SH és SQ). Ez esetben a rendszer E teljes energiája mindezen mennyiségek függvénye:
Ha a rendszer eléggé nagy ahhoz, hogy egymással csak felületükön kölcsönható, egymással egyensúlyban lévő részrendszerekre lehessen osztani, akkor az is fönnáll, hogy a hadronanyag- és a kvarkanyag-cseppek is csak felületen hatnak kölcsön, valamint egymással egyensúlyban vannak. Következésképpen
Most az áttekinthetőség kedvéért ismét egyszerűsítünk, és feltesszük, hogy a barionok közül csak proton (p) és neutron (n) fordul elő, a kvarkok közül pedig csak u, d és s, valamint a mindig jelenlévő gluonok.
A kiinduló állapotban a neutronok és protonok száma körülbelül egyenlő, ritkaság (az
és s kvarkok darabszámának
különbsége, ∑ ) pedig zérus. Ezért
Mindhárom mennyiség, a B barionszám, a Z töltés és ∑ ritkaság megmarad; az első kettő egzaktul (illetve B igen jó közelítéssel, ha a Nagy Egyesítés bizonyíttatik), a harmadik pedig azért, mert a nehézionütközés egész időtartama sokkal rövidebb, mint a ritkaságsértő folyamatok ≈ 10-10 s karakterisztikus ideje.
Termodinamikai rendszer adott entrópián energiáját minimalizálni, adott energián entrópiáját maximalizálni igyekszik. Az energiaminimumot meghatározó egyenlet, a megmaradási tételekkel együtt rendszerünkre a következőképpen írható föl:
Az utóbbi három egyenlet a bariontöltés, az elektromos töltés és a ritkaság megmaradását fejezi ki. Megoldásuk:
Ezek után az E energia variációjából kapjuk a fázisok egyensúlyát meghatározó Gibbs-feltételeket, amelyek az intenzív paraméterek egyenlőségét követelik meg a két fázis között. Esetünkben négy ilyen feltétel van:
ahol µ a kémiai potenciál (µ = δE/δN) a szóban forgó részecskefajtára. A nukleonok parciális nyomását a következő kifejezés adja:
Kvarkanyagra ehhez hasonlóan kaphatjuk meg a fenti mennyiségeket. Hátra van a két energiasűrűség-függvény meghatározása. Néhányszoros normál magsűrűségen első közelítésben (ħ = c = k = 1 egységválasztás esetén):
Itt az első tag a nyugalmi energia sűrűsége, a második a közeli nukleonokkal való kölcsönhatás (leginkább a taszító vektorbozon-csatolásból), a harmadik a nukleonok termikus energiája, a negyedik pedig a véges hőmérsékleten jelenlévő pionoké. A g csatolási állandó magfizikai mérésekből ismert.
A kvarkanyag állapotegyenletére igaz lesz, hogy mivel eléggé magas energiasűrűségen a kvantum-színdinamikai kölcsönhatás már gyenge, ezért a magasabb rendű járulékok elhagyhatóak. Így legalacsonyabb rendben a kvarkanyag energiasűrűsége:
ahol K1, K2, K3 a relativisztikus Fermi- és Bose-eloszlásból kiszámítható dimenziótlan számok, b pedig az úgynevezett zsákállandó, Ennek fizikai jelentése az, hogy a kvarkplazma nem zérus, hanem aszimptotikusan magas sűrűségeken viselkedik szabad gázként, ahogy azt a bevezetőben már említettük. A "fizikai vákuumhoz" képest meglévő energiatöbbletet jelöljük a b zsákállandóval, ami a hadronspektroszkópiából meghatározható és mintegy 600 MeV/fm3 körüli értéket kapunk rá.
Most már ki tudjuk értékelni a nyomás és a kémiai potenciál egyenlőségéből adódó két egyenletet. Az eredmény az, hogy 4-6 normál magsűrűségű maganyag tud zérus hőmérsékleten egyensúlyt tartani 10-15 normál magsűrűségű kvarkanyaggal. És valóban; a maganyag oldalán fellépő sűrűségek nem túl nagyok ahhoz, hogy valamilyen (bár az itteninél sokkal részletesebb) maganyag-számítás ott még működhessen; ugyanakkor 15 normál magsűrűség eléggé nagy ahhoz, hogy a kvantum-színdinamikai kölcsönhatás gyenge legyen. Minden valószínűség szerint a fázisátmenet alacsony hőmérsékleten elsőrendű.
Az egyensúlyi egyenlet megoldása a 1. ábrán a (µN, T) síkon látható görbe, amely mentén teljesülnek a Gibbs-feltételek, illetve a 2. ábrán az (µN, T) síkon látható görbék. Sok számítás egybevágó eredménye szerint a görbe maximuma körülbelül 160 MeV hőmérsékletnél van. A 2. ábrán a kettős görbe megfelel annak, hogy a fázisátmenet elsőrendű: kompresszió során az alsó görbe átlépésekor megjelenik a kvarkanyag, relatív súlya egyre nő, és a felső görbe átlépésekor a hadronanyag eltűnik.
Mindazonáltal e fázisdiagram csak közelítés. Nevezetesen, a hadronanyag és kvarkanyag együttes jelenlétekor a kvarkanyag ritkaságának nem kell eltűnnie: a kvarkanyag és a maganyag együtt ad zérus ritkaságot. Ilyenkor tehát egy 3 változós
vagy két 3 változós
görbe jelenik meg. A fázisdiagram ez esetben 3 dimenziós, amint azt a 3. ábrán mutatjuk.
E fejezetben bemutatott megfontolásaink azt illusztrálták, hogy a végtelen méretűnek tekinthető állandósult esetben a maganyag-kvarkanyag fázisátalakulás igen egyszerű fogalmakkal is értelmezhető. A következő fejezetben a laboratóriumban ténylegesen létrehozható kvarkanyag problémájával foglalkozunk.
A kvarkanyag tulajdonképpen az anyag egy új halmazállapota, az erős kölcsönhatás elemi részecskéinek, a kvarkoknak és az őket összeragasztó gluonoknak a plazma-állapota. Ez a plazma bizonyos mértékig hasonló a fénycsövekben világító elektromágneses plazmához, csak annál sokkal forróbb és sűrűbb, természetesen sokkal nehezebb előállítani.
Egy másik szemszögből tekintve a kvarkanyag szemléletes példa arra, hogyan kapcsolódik Univerzumunk és a benne lévő hatalmas égi objektumok leírása korunk részecskefizikai eredményeihez. Ugyanis a részecskefizikában bevált módszerekkel lehetséges a kvarkanyag laboratóriumi előállítása és közvetlen tanulmányozása, ezzel az Univerzum fejlődésének egészen korai időkig történő visszapergetése. Ehhez a kulcsot az egyre nagyobb energiájú gyorsítók megépítése és a bennük végrehajtott nagyenergiás nehézion-ütközések adják. Nehéz atommagok elegendően magas bombázó energiával végrehajtott ütköztetésében (nehézion-ütközés) a protonokba, neutronokba zárt kvarkok kiszabadulhatnak, s ezek a helyileg szabaddá vált szubnukleáris részecskék kvarkanyagot fognak alkotni.
A mintegy 100-1000 MeV/nukleon bombázó energiáknál a nehézion-ütközések úgy írhatók le, hogy a nagy számban jelenlévő, az atommagokat alkotó nukleonok (protonok és neutronok) fognak kölcsönhatni egymással, ezek a nukleonok ütköznek, gerjesztődnek, esetleg új részecskéket keltenek. Az ütközés során egy tűzgömb keletkezik, amely "gerjesztett maganyaggal", a már említett hadronanyaggal van kitöltve. De ez az anyag még nem kvarkanyag. Ahogy növeljük a bombázó energiát, úgy válik majd egyre fontosabbá a nukleonok belső szerkezete. Így érkezünk el oda, hogy az atommagok oly nagy energiával csapódnak egymásba, hogy a keletkező igen nagy sűrűségű anyagban a nukleonokat képező buborékok összeolvadnak, s a kvarkok kiszabadulnak. Ekkor fogja a tűzgömböt kvarkanyag kitölteni.
A kvarkok és gluonok plazmájának két fő válfaját ismerjük: a barion-gazdag kvarkplazmát és a barion-mentes gluonplazmát. A kvarkplazmában a termodinamikai állapotot lényegesen befolyásolja az ütközésben résztvevő atommagok által hordozott megmaradó bariontöltés, amely miatt a kvarkok száma az antikvarkok számánál jóval magasabb lesz. A gluonplazmában is vannak kvarkok, azonban megegyező számú antikvark is jelen van, és a gluonok számbeli fölénye miatt a termodinamikai összefüggésekben a gluonok tulajdonságai a meghatározók.
.A kvarkanyag létrehozásához szükséges 1,5-2 GeV/fm3 energiasűrűséget a számításokkal összhangban mintegy 10 GeV/nukleon bombázó energiánál érjük el. Ennél az energiánál az ütközés középpontjában néhány nukleonból kiszabadulnak a kvarkok, s összeolvadva kis mennyiségű kvarkanyagot hoznak létre.
A kvarkplazma megfigyelésére 1980-ban indultak az első kísérletek a Brookhaven Nemzeti Laboratóriumban (BNL, USA), amikor is az elméletileg már kritikusnak vélt 10 GeV/nukleon bombázó energia fölött, 14,5 GeV/nukleon energiával lőttek 28Si szilícium atommagokat arany céltárgyra. Ezek a kísérletek sok-sok érdekes eredményt hoztak, azonban a kvarkanyag bizonyítható előállítása nem történt meg. Közben sikerült nehezebb magokat is felgyorsítani az AGS gyorsítóval, s jelenleg 11 GeV/nukleon bombázó energiájú, 197Au arany magokkal lőnek arany céltárgyat. Közben folyik a Relativisztikus Nehézion Ütköztető építése (angol rövidítése RHIC), amelyben várhatóan évtizedünk végén indulhatnak a kísérletek 100 GeV/nukleon energiára gyorsított arany atommagok egymással szemben való ütköztetésével. A kvarkanyag előállításával azonban talán nem kell addig várnunk!
A brookhaveni kísérletekkel szinte egyidőben indultak meg a CERN-ben a nehézion ütköztetési kísérletek, szintén a kvarkanyag előállítására. Itt kezdetben 16O oxigén és 32S kén atommagokat gyorsítottak föl 60 és 200 GeV/nukleon bombázó energiára hogy azután oxigén, kén vagy arany céltárgyat bombázzanak. A kísérleti eredmények itt is biztatóak voltak, azonban a kvarkanyag bizonyítható előállítását ezen az energián is csak a bombázó részecskék tömegszámának növelése esetén várhatjuk. Ami rövidesen meg is fog történni: 1994. október 25-re tervezik az 208Pb ólom-nyaláb beindítását 160 GeV/nukleon bombázó energiánál. Elképzelhető, hogy e reakcióban már megjelenik a kvarkanyag. A CERN-ben is vannak további tervek a gyorsító energia növelésére, s 2000-ben (?) várható a Nagy Hadron Ütköztető (LHC) beindítása, amelyben a korábban elképzelhetetlen 3,6 TeV/nukleon bombázó energia előállítására is lehetőség lesz. Ekkor az energiakoncentráció akár harmincszorosára is emelkedhet a jelenleg elérhetőhöz képest. Ilyen körülmények között a kvarkanyag megjelenéséhez már semmi kétség nem férhet.
S itt, a kísérletek kapcsán, elérkeztünk egy alapvető problémához. Nevezetesen ahhoz, hogy a nehézion-ütközés egy nagyon kicsiny tér-időtartományban játszódik le (V = 100-1000 fm3, t ≈ 10-23 másodperc). Így ha az ütközés elején keletkezik is kvarkanyag, az rövid időn belül visszaalakul hadronanyaggá, s nekünk a kirepülő részecskék tulajdonságainak elemzéséből kell megállapítanunk, vajon létrejött-e a kvarkanyag az ütközés során. Ezért kell vizsgálnunk az úgynevezett szignatúrákat, azaz olyan jelenségeket, részecske vagy részecskespektrum tulajdonságokat, amelyek megváltoznak, amennyiben kvarkanyag jött létre a reakció során. A lehetséges szignatúrákat több csoportba oszthatjuk.
Az első csoportba tartoznak azok a szignatúrák, amelyek csak elekromágnesesen és gyengén kölcsönható részecskék, részecskepárok tulajdonságain alapulnak. Ezen részecskék a kvark-gluonplazmából származnak, például a forró kvarkok által kisugárzott nagy transzverzális impulzusú "direkt" fotonok, elektron- és müonpárok. Impulzuseloszlásukban bizonyos csúcsok, illetve tartományok csak a plazma felbukkanása esetén jelennek meg, és mivel e részecskék nem vesznek részt az erős kölcsönhatásban, a hadronizációs folyamatok a szignatúrákat nem zavarják. Sok esetben problémát jelent azonban annak a kinematikai tartománynak az azonosítása, ahol hasonló impulzusú részecskék a hadronok bomlásaiból, illetve fékezési sugárzásaiból nincsenek nagy számban jelen, nem nyomják el a kvark-gluon-plazma által adott életjelet.
Más okból, de hasonlóan torzítatlan információt hoznak az ütközés korai fázisáról az úgynevezett csábos (charmed) kvarkokat tartalmazó részecskék. A kvarkanyag keletkezéséhez szükséges nagy bombázó energiáknál jelentős számban keletkeznek a nagy tömegű (Mc ≈ 1,5 GeV) csábos kvarkok és antikvarkjaik. Kvarkanyag jelenlétében ezekből a kvarkokból bizonyos kombinációt tartalmazó hadronok nem keletkeznek oly nagy számban, amint az várható lenne (J/Ψ), míg más hadronok (Ωccc, Ξcc) száma növekedhet ahhoz képest, amit a kísérletekben tisztán hadronikus ütközésben várnánk. Ezek a csábos kvarkokat tartalmazó hadronok később gyenge kölcsönhatással bomlanak el, de már jóval a tűzgömb szétesése után, megőrizve a korai állapotra jellemző karakterisztikájukat. A csábos részecskék nagy tömegük miatt is csak nehezen befolyásolhatóak a tűzgömb hadronikus szakaszában.
Egy következő szignatúra-csoport legszebb példája, s egyben történelmileg a legelső javasolt szignatúra a
ritka részecskék produkciója. Ennek lényege, hogy kezdetben ugyan az összelőtt nehézionok egyike sem
tartalmazott ritka s kvarkot, azonban ha kialakul a kvark-fázis, akkor ritka-antiritka
kvarkpárok keletkezhetnek, mint ahogy
arra a bevezető fejezetben már utaltunk. A szétrepülő
kvarkpárok nagy valószínűséggel nem találják meg égymást, s így nem is tudnak szétsugárzódni, eltűnni.
A keletkezett ritka kvarkok nagy sebességgel szaladnak a detektorok felé, útközben felcsípve maguknak két
könnyű kvarkot, hogy egy bariont alkossanak, vagy egy könnyű antikvarkot, hogy egy ritka mezont
képezzenek. Így a keletkezett ritka részecskék száma ugrásszerűen megnő, ami a kvarkanyag megjelenésére
utalna. Ez a szignatúra azért is izgalmas volt, mert a kísérletek tényleg a ritka részecskék számának
növekedését mutatták. A későbbiekben azonban a pontosabb számítások kiderítették, hogy a könnyebb
ritka mezonok és ritka barionok száma a tiszta hadronanyagban is megnövekedhet, ha elegendően nagy
energiasűrűséget érünk el. Így ezek száma mégsem perdöntő, mert a tűzgömb evolúciójának hadronikus
szakasza nagymértékben változtathatja ezen részecskék számát. Ugyanezen számítások azonban azt is
megmutatták, hogy a kvarkanyagban nagy számban keletkező nehéz, többszörösen ritka barionok és
antibarionok (Ωsss, Ωsss,
Ξss, Ξss) számát a hadronikus evolúció csak
kismértékben tudja megváltoztatni. Ezért a többszörösen ritka részecskék vizsgálata hasznos eszköz lehet a
kvarkanyag után való nyomozásban.
Teljesen más jellegű szignatúrát kapunk a végállapotban jelentkező részecskék sebességének vizsgálatával. Megmutatták, hogy amennyiben kvarkanyag alakult ki a reakció során, akkor az abban fellépő erős belső súrlódás a kvarkok sebességét azonossá teszi, így a kvarkanyag felbomlásából keletkező részecskék - tömegüktől függetlenül - közel azonos sebességgel érkeznek a detektorba. Amennyiben csak hadronikus folyamatok játszódnak le. akkor ez a sebesség-kiegyenlítődés nem jön létre.
A bozonok, például a kvarkplazma által kisugárzott direkt fotonok, illetve a hadronikus végállapotból származó pionok és kaonok korrelációiból következtetni lehet a bozonokat kibocsájtó forrás alakjára, így a nehézion-reakció téridőbeli lezajlására, azaz a kvarkanyag létrejöttére is. A módszer alapelve az asztrofizikából származik, ahol távoli csillagok átmérőjének foton-korreláción alapuló meghatározásához fejlesztették ki.
Végül megemlíthetjük azokat a szignatúrákat, amelyek nem valamilyen mennyiség átlagos értékének, hanem a fluktuációk és a korrelációk tulajdonságainak a megváltozásán alapulnak. Eredetileg a kvarkanyag megjelenése által okozott fluktuációk vizsgálata motiválta a részecskék számeloszlását jellemző, "normalizált faktoriális momentumok" vizsgálatát az impulzustérbeli felbontás (binméret) függvényében. Ugyanis a rácson végzett kvantum-színdinamikai számítások szerint a tisztán gluonikus plazma hadronizációja elsőrendű, a két könnyű kvarkot tartalmazó plazma hadronizációja másodrendű fázisátmenet. Mivel a Természetben a két könnyű kvark mellett a félnehéz ritka kvark és a nehéz csábos kvarkok is léteznek (és tudunk még a b bottom valamint a bizonyítottan még nem látott t top kvarkról is) a nehézion-ütközésekben lezajló hadronizációról még nem tudjuk biztosan, vajon első vagy másodrendű a fázisátalakulás. Amennyiben a fázisátalakulás másodrendű lenne, a fázistérben a korrelációs hossz a végtelenhez tartana a fázisátalakulási pont közelében és fraktáleloszlások jelennének meg. A fraktálokat meg is találták az úgynevezett intermittencia vizsgálatokkal a nagyenergiás részecskereakciókban, a legtisztábban az e+ + e- ütközésekben. Ezekben a reakciókban egy-egy nagy energiájú gluon további gluonokat bocsájthat ki, amelyek további gluonokat emittálhatnak és így tovább. Ez az önhasonló folyamat vezet fraktálok kialakulásához.
Mint az előzőkből kitűnik, a kvarkanyag kísérleti azonosítása igen nehéz feladat. A végállapotban kirepülő részecskék száma a több száztól a több ezerig terjed. Ezen részecskék energiájának és impulzusának pontos meghatározása új detektálási módszerek kifejlesztését igényli. E módszerek egyike a szikrakamra felvételek automatikus, számítógépes kiértékelése. Ez összetett képfeldolgozási folyamat, amiben a hazai kísérleti nehézion-fizikusok is aktív szerepet játszanak, jelenleg az NA35 jelű CERN-beli kísérlet adatainak feldolgozása folyik. (NA35: a "North Area" mérőcsarnok 35-ös számú kísérlete.) A számítógépes képfeldolgozó berendezés a KFKI Részecske- és Magfizikai Kutatóintézetében üzemel. Hasonló rendszert láthattak az érdeklődők az 1994 februárjában a Budapesti Műszaki Egyetemen rendezett CERN-vándorkiállításon is.
A nagyenergiájú részecskefizikai és nehézion-fizikai kísérletek a földkerekséget Japántól Kínán, Indián, a volt Szovjetunió utódállamain és Európán keresztül az Egyesült Államokig átfogó nemzetközi együttműködést igényelnek. Ugyanis a fent említett kísérletek olyan drágák, hogy csak nemzetközi összefogással lehet őket megvalósítani, ahogy az a CERN-ben történik.
1992-ben hazánkat is fölvették a CERN tagállamok sorába. Ezzel lehetővé vált, hogy Magyarország is egyenjogú partnerként vehessen részt a CERN egyedülálló óriásgyorsítóival végzett kísérleteiben. Így a magyar fizikusok is csatlakozhatnak a legmodernebb s egyben legizgalmasabb kísérleti kutatásokhoz. Így a most következő. legnagyobb energiasűrűséget produkáló NA49 kísérletben lehetővé vált, hogy a detektor-komplexumban egy önálló. hazai fejlesztésű mérőberendezéssel vegyünk részt. Ez lesz a "Budapest-fal". Ennek segítségével megmérhetjük a negatív töltésű részecskék repülési idejét, ennek ismeretében pedig - a detektor-komplexum más egységei által begyűjtött adatok egyidejű felhasználásával - meghatározhatjuk e részecskék fajtáját és impulzusát. Így ez a detektor igen fontos több szignatúra felismeréséhez (például a ritka részecskéken alapuló szignatúrák kereséséhez).
A kvarkanyag keresése bonyolult és nehéz feladat. Nem is lehet másként az anyag legalapvetőbb építőköveinek kutatásánál. Valahányszor egy lépcsőfokot lejjebb lép a tudomány, mindig új világban találja magát. Az atom részekre való bontásával kiderült, hogy a mindennapok kemény anyaga túlnyomórészt üres. Az atommag részekre való bontásakor egy új, mindaddig ismeretlen erőt figyelhettünk meg. Most a proton és a neutron felbontása olyan világba vezet minket, ahol a részecskék közt ható erő nem gyengül a távolság növelésével, így a részecskéket nem lehet önmagukban vizsgálni. Furcsa világ, nem csoda, hogy nehéz tájékozódni benne. De, ha sikerül, akkor ismét valami alapvetőt értettünk meg a természet fölépítéséből. Hogy sikerült-e, azt véglegesen csak a megfelelő. kísérletek adatainak feldolgozása után tudhatjuk meg. Úgy látszik, jó nyomon járunk. E vizsgálatokban a magyar tudományosság s a magyar kutatók egyenrangú partnerek a nemzetközi élvonalban.