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ハーゲドン温度T Hは、理論物理学において、ハドロン物質 (つまり通常の物質) が安定しなくなり、「蒸発」するかクォーク物質に変換される温度です。そのため、ハドロン物質の「沸点」と考えることができます。この温度は、ロルフ・ハーゲドンによって発見されました。ハーゲドン温度が存在するのは、利用可能なエネルギー量が十分に高く、物質粒子 (クォーク–反クォーク) のペアが真空から自発的に引き出されるためです。したがって、単純に考えると、ハーゲドン温度のシステムは、形成されたクォークが新しい自由度を提供するため、投入できる限りのエネルギーを収容でき、ハーゲドン温度は超えることのできない絶対的な高温になります。ただし、この段階をクォークと見なすと、物質がクォーク物質に変換され、さらに加熱できることが明らかになります。
ハゲドン温度T Hは約150 MeV/ k B または約1.7 × 10 12 K [1]、最も軽いハドロンであるパイオンの質量エネルギーをわずかに上回る。[2]ハーゲドン温度以上の物質は新しい粒子の火の玉を噴き出し、それがまた新しい火の玉を生み出す可能性があり、噴出した粒子は粒子検出器で検出される。このクォーク物質は、 CERN（フランスとスイス）のSPSとLHC [3]およびブルックヘブン国立研究所（米国）のRHICでの重イオン衝突で検出された可能性がある。[4]
弦理論では、ハドロンではなく弦に対して別のハーゲドン温度を定義することができる。この温度は非常に高い（10 30 K）ため、主に理論的な関心の対象となっている。[5]
歴史
ハーゲドン温度は、1960年代にCERNで働いていたドイツの物理学者ロルフ・ハーゲドンによって発見されました。ハドロン生成の統計的ブートストラップモデルに関する研究では、システム内のエネルギーが増加すると新しい粒子が生成されるため、衝突エネルギーの増加は温度ではなくシステムのエントロピーを増加させ、「温度は限界値で固定される」ことが示されました。[6] [7]
技術的な説明
ハゲドン温度は、状態密度が指数関数的に増加するシステムにおいて、その温度T H を超えると分割和が発散する温度である。[ 6 ] [ 8]
![{\displaystyle \lim _{T\rightarrow T_{\text{H}}^{-}}\operatorname {Tr} \left[e^{-\beta H}\right]=\infty }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/00bd0459423378a156dfe89cab3b7781300e65e9)
ここで、はボルツマン定数です。
この発散のため、ハゲドン温度を超える温度（絶対高温温度）は、無限のエネルギーを必要とするため不可能であるという誤った結論に至る可能性があります。方程式では、
![{\displaystyle \lim _{T\rightarrow T_{\text{H}}^{-}}E=\lim _{T\rightarrow T_{\text{H}}^{-}}{\frac {\operatorname {Tr} \left[He^{-\beta H}\right]}{\operatorname {Tr} \left[e^{-\beta H}\right]}}=\infty }](https://wikimedia.org/api/rest_v1/media/math/render/svg/2084ae9bd3078aaea1fed9e393ae8d2a297c3f13)
この論理はハゲドンにとっても誤りであることがよくわかっていた。水素-反水素対生成の分配関数はさらに急速に発散する。これは、イオン化エネルギーで蓄積されるエネルギー レベルから有限の寄与を受けるためである。発散を引き起こす状態は空間的に大きい。電子が陽子から非常に離れているからである。発散は、低温では水素-反水素は生成されず、陽子/反陽子と電子/反電子が生成されることを示す。ハゲドン温度は、エネルギーEと有限のサイズを持つ指数関数的に多数の種が存在する物理的に非現実的なケースにおける最高温度にすぎない。
状態数の指数関数的増加の概念は、もともと凝縮物質物理学の分野で提案されました。1970 年代初頭にスティーブン・フラウチとハーゲドンによって高エネルギー物理学に取り入れられました。ハドロン物理学では、ハーゲドン温度は脱閉じ込め温度です。
弦理論では
弦理論では、これは相転移、すなわち非常に長い弦が大量に生成される転移を示す。これは弦の張力の大きさによって制御され、弦の張力はプランクスケールより結合定数の何乗か小さい。プランクスケールに比べて張力を小さく調整することで、ハーゲドン転移はプランク温度よりはるかに小さくなる。伝統的な大統一弦モデルでは、これを10 30 Kはプランク温度より 2 桁小さい。このような温度はいかなる実験でも達成されておらず、現在の技術、さらには予測可能な技術で達成できる範囲をはるかに超えている。
参照
参考文献
- ^ Gaździcki, Marek; Gorenstein, Mark I. (2016)、Rafelski, Johann (ed.)、「Hagedorn の Hadron Mass Spectrum and the Onset of Deconfinement」、Melting Hadrons, Boiling Quarks – From Hagedorn Temperature to Ultra-Relativistic Heavy-Ion Collisions at CERN、Springer International Publishing、pp. 87–92、arXiv : 1502.07684、Bibcode :2016mhbq.book...87G、doi : 10.1007/978-3-319-17545-4_11、ISBN 978-3-319-17544-7
- ^ Cartlidge, Edwin (2011年6月23日). 「クォークは2兆度で自由になる」. Physics World . 2014年1月27日閲覧。
- ^ Heinz, Ulrich; Jacob, Maurice (2000). 「物質の新しい状態の証拠: CERN 鉛ビーム プログラムの結果の評価」. arXiv : nucl-th/0002042 .
- ^ハインツ、ウルリッヒ、ジェイコブ、モーリス ( 2005)。「クォークマター2005 – 理論的概要」。arXiv : nucl-th/0508062。
- ^ Atick, Joseph J.; Witten, Edward (1988). 「Hagedorn 遷移と弦理論の自由度の数」. Nuclear Physics B. 310 ( 2): 291. Bibcode :1988NuPhB.310..291A. doi :10.1016/0550-3213(88)90151-4.
- ^ ab Ericson, Torleif; Rafelski, Johann (2003年9月4日). 「Hagedorn温度の物語」. CERN Courier . 2016年12月9日閲覧。
- ^ ラフェルスキ、ヨハン編 (2016)。融解ハドロン、沸騰クォーク - CERN でのハゲドン温度から超相対論的重イオン衝突まで。Cham: Springer International Publishing。Bibcode :2016mhbq.book.....R。doi : 10.1007 / 978-3-319-17545-4。ISBN 978-3-319-17544-7。
- ^ Tyson, Peter (2007 年 12 月)。「絶対高温: 絶対零度の反対語はあるのか?」NOVA。2008年 12 月 21 日閲覧。