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Plasma de quarks e glúons

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Plasma de quarks e glúons
Diagrama esquemático de fases da QCD. O plasma de quarks e glúons ocupa a região de alta temperatura e/ou densidade.[1]
Tipo Fase desconfinada da matéria QCD
Constituintes quarks, antiquarks e glúons
Teoria Cromodinâmica quântica
Condições Alta temperatura e/ou densidade de energia
Crossover em MeV[2]
Produção em laboratório Colisões relativísticas de íons pesados

Plasma de quarks e glúons (PQG, também QGP, do inglês quark-gluon plasma, ou "sopa de quarks"[3]) é uma fase da cromodinâmica quântica (QCD) em que quarks e glúons deixam de permanecer confinados em hádrons individuais. Na matéria hadrônica comum, os quarks estão sujeitos ao confinamento de cor. No QGP, os graus de liberdade relevantes são quarks, antiquarks e glúons desconfinados.[4]

Em colisões relativísticas de íons pesados, a matéria produzida evolui rapidamente para um regime no qual a hidrodinâmica relativística fornece uma boa descrição de seu comportamento coletivo. Isso não exige que o sistema já tenha atingido equilíbrio térmico e químico completo. Cálculos de teoria cinética mostram que a hidrodinamização pode preceder a equilibração química e a termalização.[5][6]

O QGP produzido em laboratório comporta-se como um fluido fortemente interagente com viscosidade de cisalhamento muito baixa.[7] Matéria nesse regime ocupou o Universo durante seus primeiros microssegundos, antes que o resfriamento permitisse a formação de hádrons.[8]

História

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Teorias que previam matéria formada por quarks desconfinados surgiram pouco depois do desenvolvimento da QCD. Em 1975, John C. Collins e Malcolm J. Perry argumentaram que, em densidades suficientemente altas, a liberdade assintótica permitiria uma fase de matéria composta por quarks, em vez de nêutrons.[9] No mesmo ano, Nicola Cabibbo e Giorgio Parisi relacionaram o crescimento exponencial do espectro de hádrons à existência de uma fase sem confinamento de quarks.[10]

O desenvolvimento das ideias de confinamento de cor e liberdade assintótica tornou possível estudar como a matéria de QCD muda sob temperaturas e densidades extremas.[11] Em 1978, E. V. Shuryak usou a expressão "plasma hadrônico" para matéria muito mais densa que núcleos atômicos, na qual hádrons se sobrepõem e os quarks passam a agir coletivamente.[12] Pouco depois empregou a expressão "quark-gluon plasma".[11][13]

A CERN anunciou em fevereiro de 2000 que os resultados de seu programa de feixes de chumbo forneciam dados compatíveis com um novo estado de matéria no qual quarks e glúons estavam desconfinados.[14][15][16] O conjunto apresentava muitas das propriedades esperadas para o QGP.[17]

Os primeiros resultados do Colisor Relativístico de Íons Pesados (RHIC) permitiram estudar as propriedades da matéria produzida com maior detalhe. Em 2005, as quatro grandes colaborações do RHIC publicaram avaliações dos dados acumulados, que mostravam forte comportamento coletivo e características de um fluido com viscosidade muito baixa.[18][19][20]

QCD em temperatura finita

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A QCD é a parte do Modelo Padrão que descreve a força forte. Seu acoplamento varia com a escala de energia. Em grandes transferências de momento, a liberdade assintótica torna o acoplamento menor e permite cálculos sistemáticos com QCD perturbativa. Perto da escala de confinamento e na região de crossover térmico, o acoplamento é maior e métodos não perturbativos tornam-se necessários.[21]

A QCD na rede permite calcular, a partir da teoria, grandezas de equilíbrio como pressão, densidade de energia, susceptibilidades e a equação de estado. Para massas físicas dos quarks e potencial químico bariônico próximo de zero, a passagem entre matéria hadrônica e QGP é um crossover suave, não uma transição de fase descontínua. A temperatura pseudocrítica quiral obtida pela colaboração HotQCD é de 156,5 ± 1,5 MeV.[2]

O estudo do QGP também envolve teoria quântica de campos a temperatura finita, teoria cinética, hidrodinâmica relativística e cálculos fora do equilíbrio. A maneira pela qual a matéria inicialmente produzida em uma colisão passa a admitir uma descrição hidrodinâmica permanece uma questão de pesquisa.[6]

Ocorrência

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Nos primeiros microssegundos após o Big Bang, a temperatura do Universo era alta o bastante para que quarks e glúons não permanecessem confinados em prótons, nêutrons e outros hádrons. À medida que o Universo se expandiu e esfriou, a matéria passou para o regime hadrônico.[8]

Em laboratório, o QGP é produzido por períodos extremamente curtos em colisões de núcleos pesados acelerados a velocidades ultrarrelativísticas. Núcleos de ouro foram usados no RHIC e núcleos de chumbo são usados no Grande Colisor de Hádrons (LHC). A região de sobreposição das duas partículas nucleares alcança temperaturas e densidades de energia acima da região de crossover da QCD.[4]

Relação com o plasma eletromagnético

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Um plasma eletromagnético contém cargas móveis que modificam o campo produzido por uma carga isolada. Em uma descrição simples da blindagem de Debye, uma interação de longo alcance adquire um comprimento característico de blindagem,

.

No QGP ocorre uma forma análoga de blindagem para interações de cor. A analogia tem limites. A carga de cor pertence a uma teoria de gauge não abeliana e os próprios glúons carregam cor, ao contrário dos fótons da eletrodinâmica.[22]

Em colisões de alta energia, pares quark-antiquark são produzidos em grande quantidade. Para sabores leves e na região central das colisões de energia mais alta, a densidade bariônica líquida pode ser pequena. Isso não implica que todos os sabores atinjam equilíbrio químico. Quarks charm e bottom são, em sua maior parte, produzidos nas colisões partônicas duras iniciais e atravessam o meio como sondas de sua evolução.[23]

Teoria

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Na região próxima ao crossover, a QCD não pode ser tratada apenas como uma pequena correção perturbativa. Cálculos de QCD na rede são usados para determinar propriedades termodinâmicas de equilíbrio.[24][2] Em temperaturas muito mais altas, a diminuição do acoplamento forte permite maior uso de métodos perturbativos.[21]

A evolução temporal das colisões exige outras ferramentas. Teoria cinética descreve estágios fora do equilíbrio, enquanto hidrodinâmica relativística é usada depois da hidrodinamização. Modelos inspirados na correspondência AdS/CFT também são empregados para explorar propriedades de plasmas fortemente acoplados, embora a QCD não seja uma teoria com uma dualidade AdS/CFT conhecida de forma exata.[4][6]

Produção

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A produção experimental do QGP usa colisões de íons pesados em energias relativísticas. A temperatura atingida ultrapassa a região pseudocrítica de aproximadamente 156 MeV determinada pela QCD na rede.[2] O termo temperatura de Hagedorn surgiu historicamente em modelos de um gás de hádrons, mas não deve ser confundido com uma temperatura universal e abrupta de transição na QCD com massas físicas dos quarks.

Núcleos de chumbo foram usados no Super Sincrotrão a Protões (SPS) do CERN e são usados no LHC. Núcleos de ouro foram usados no RHIC. Os núcleos são acelerados a velocidades ultrarrelativísticas e sofrem contração do comprimento na direção do movimento. Uma colisão quase frontal produz uma pequena região de matéria quente e densa, frequentemente chamada de "bola de fogo". Ela se expande, esfria e termina por se converter em hádrons.[4]

O ALICE foi projetado para estudar colisões de íons pesados no LHC. ATLAS e CMS também realizam medições com íons pesados.[25]

Em 2019, uma análise da colaboração ALICE de colisões próton-chumbo a 5,02 TeV encontrou anisotropias coletivas em elétrons provenientes de decaimentos de hádrons contendo quarks pesados. O trabalho teve participação de pesquisadores de instituições brasileiras e integrou o estudo de comportamentos semelhantes aos observados em sistemas de íons pesados.[26]

Ferramentas de diagnóstico

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O QGP produzido em uma colisão não pode ser recolhido ou observado como uma amostra estável. Ele se expande e esfria até ocorrer a hadronização, e os detectores registram as partículas que chegam ao estado final. Suas propriedades são reconstruídas a partir das distribuições dessas partículas e de sondas produzidas em diferentes estágios da colisão.[4]

Entre os observáveis usados estão:

A produção reforçada de hádrons estranhos em colisões de núcleos pesados foi proposta cedo como uma assinatura de matéria desconfinada. Em um meio partônico quente, processos envolvendo glúons permitem produzir pares de quarks strange de forma eficiente.[27] O caso dos quarks charm e bottom é diferente. Suas massas tornam a produção térmica durante a curta duração da bola de fogo muito pequena, e sua abundância é determinada principalmente pelas colisões duras iniciais.[23]

Propriedades

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Termodinâmica

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Para potencial químico bariônico nulo e massas físicas dos quarks, a passagem entre matéria hadrônica e o regime de QGP é um crossover. A temperatura pseudocrítica quiral é de 156,5 ± 1,5 MeV.[2] Para condições semelhantes às encontradas ao longo da fronteira de fase relevante a colisões relativísticas, os cálculos da colaboração HotQCD obtiveram uma densidade de energia próxima de 0,42(6) GeV/fm³.[2]

A equação de estado relaciona pressão e densidade de energia. Ela entra diretamente nas simulações hidrodinâmicas da expansão do meio. Cálculos na rede também fornecem grandezas como susceptibilidades e a velocidade do som no plasma.[28][29]

Escoamento

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Colisões que não são perfeitamente centrais produzem uma região inicial assimétrica. Os gradientes de pressão convertem parte dessa assimetria espacial em anisotropia na distribuição de momento das partículas finais. A análise desses coeficientes de fluxo permite estimar propriedades de transporte do meio.[7]

Simulações de hidrodinâmica relativística viscosa reproduzem grande parte dos padrões de fluxo observados no RHIC e no LHC quando se usa uma razão pequena entre viscosidade de cisalhamento e densidade de entropia. A expressão "líquido quase perfeito" refere-se a esse comportamento de baixa dissipação, não a uma viscosidade exatamente nula.[7]

Representação esquemática da região de interação formada nos primeiros momentos após uma colisão de íons pesados de alta energia.[30]

O percurso livre médio e os coeficientes de transporte do QGP podem ser estudados com teoria cinética, cálculos perturbativos em regimes adequados, QCD na rede e modelos fenomenológicos. A incorporação de viscosidade de cisalhamento, viscosidade de volume e outros efeitos dissipativos é parte das descrições hidrodinâmicas usadas para comparar teoria e experimento.[31][32]

Supressão de jatos

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Previsões para a produção de jatos em colisores de hádrons foram desenvolvidas antes de sua observação experimental.[33][34][35] O UA2 publicou em 1982 uma das primeiras observações de jatos de grande momento transversal em colisões de hádrons,[36] seguida por resultados do UA1.[37]

Em colisões de íons pesados, partons de alta energia produzidos nos processos duros iniciais atravessam a matéria quente e perdem energia por interações com o meio. A modificação resultante dos jatos é chamada supressão de jatos ou jet quenching. A quantidade e a distribuição da energia perdida dependem da trajetória no meio, da densidade e temperatura da matéria, da carga de cor do parton, de sua energia e de seu sabor.[38][23]

No RHIC, a forte redução do rendimento de hádrons de grande momento transversal e as modificações das correlações entre partículas forneceram as primeiras observações desse fenômeno em matéria nuclear quente.[19][18] Esses dados mostraram que uma colisão núcleo-núcleo não pode ser tratada como uma simples superposição de colisões entre núcleons.

No LHC, o ATLAS observou em 2010 grandes assimetrias de energia entre pares de jatos reconstruídos em colisões Pb-Pb, dependentes da centralidade, enquanto os dois jatos permaneciam aproximadamente opostos em azimute.[39] O CMS confirmou e estendeu o estudo da supressão de jatos em colisões Pb-Pb.[40]

Fótons diretos e diléptons

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Fótons térmicos e diléptons são sondas eletromagnéticas da matéria produzida nas colisões. Hádrons interagem fortemente até os estágios finais, enquanto fótons e léptons produzidos no interior do meio podem atravessá-lo com poucas interações posteriores. O espectro observado integra emissões de diferentes momentos da evolução da bola de fogo.[41]

A massa invariante dos pares de léptons ajuda a separar regiões nas quais dominam diferentes mecanismos de produção. No experimento NA60, no SPS, o espectro de pares de múons na região de massa intermediária apresentou um parâmetro de inclinação efetivo de cerca de 200 MeV, compatível com emissão em um estágio inicial da colisão.[41]

Glasma

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O glasma é um estado de campos de cor coerentes usado para descrever os primeiros instantes de algumas colisões de alta energia dentro do quadro do condensado de vidro de cor. Trabalhos publicados em 2006 mostraram que a colisão de duas folhas de condensado pode gerar campos cromelétricos e cromomagnéticos predominantemente longitudinais logo após o impacto.[42]

O glasma não é uma fase de equilíbrio do QGP nem uma espécie de vidro material. Ele corresponde a uma descrição do estágio inicial de campos fortes que pode evoluir para matéria partônica fora do equilíbrio e depois para o regime hidrodinâmico do QGP.[43][6]

Estrelas de nêutrons e matéria de quarks densa

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A matéria no interior de estrelas de nêutrons massivas encontra-se em um regime muito diferente daquele criado em colisores. Sua temperatura é baixa em comparação com a do QGP de laboratório, enquanto sua densidade bariônica é extrema. Restrições obtidas a partir de equações de estado compatíveis com observações astrofísicas permitem que os núcleos das estrelas de nêutrons mais massivas contenham matéria de quarks desconfinada.[44]

Essa possível matéria de quarks fria não é o mesmo estado termodinâmico que o QGP quente de colisões relativísticas. Em densidades muito altas e baixas temperaturas, a QCD prevê fases nas quais pares de quarks formam condensados de supercondutividade de cor.[45]

Início do desconfinamento

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Uma questão experimental é determinar em quais condições a matéria produzida em colisões deixa de poder ser descrita apenas por graus de liberdade hadrônicos. A densidade de energia inicial depende de quanto da energia dos núcleos em colisão é depositada na região central. Uma descrição usada para colisões ultrarrelativísticas é a solução de escala de Bjorken.[46]

Uma descrição esquemática da evolução de uma colisão de alta energia separa o processo em estágios: colisões iniciais entre partons e deposição de energia, evolução da matéria partônica fora do equilíbrio, hidrodinamização e expansão, seguida pela hadronização e pelo desacoplamento das partículas.[4][6]

Sistemas menores que colisões núcleo-núcleo também apresentam comportamentos coletivos. Em 2017, o ALICE encontrou produção reforçada de hádrons multiestranhos em colisões próton-próton de alta multiplicidade.[47] Em 2026, a colaboração observou em colisões próton-próton e próton-chumbo de alta multiplicidade um padrão de fluxo de bárions e mésons compatível com um estágio de partons em movimento coletivo.[48] Esses resultados ampliam o estudo de comportamento coletivo para sistemas pequenos, mas a relação precisa entre esses sistemas e o QGP de colisões de íons pesados ainda é investigada.

Ver também

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Referências

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  45. ↑ Alford, Mark G.; Schmitt, Andreas; Rajagopal, Krishna; Schäfer, Thomas (11 de novembro de 2008). «Color superconductivity in dense quark matter». Reviews of Modern Physics. 80 (4): 1455–1515. arXiv:0709.4635Acessível livremente. doi:10.1103/RevModPhys.80.1455
  46. ↑ Bjorken, J. D. (1983). «Highly relativistic nucleus-nucleus collisions: The central rapidity region». Physical Review D. 27 (1): 140–151. ISSN 0556-2821. doi:10.1103/PhysRevD.27.140
  47. ↑ ALICE Collaboration (24 de abril de 2017). «Enhanced production of multi-strange hadrons in high-multiplicity proton–proton collisions». Nature Physics. 13 (6): 535–539. ISSN 1745-2473. arXiv:1606.07424Acessível livremente. doi:10.1038/nphys4111
  48. ↑ ALICE Collaboration (20 de março de 2026). «Observation of partonic flow in proton–proton and proton–nucleus collisions». Nature Communications. 17: 2585. doi:10.1038/s41467-025-67795-1

Leitura adicional

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Livros

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  • Shuryak, Edward (2024). Quark-Gluon Plasma, Heavy Ion Collisions and Hadrons. Col: World Scientific Lecture Notes in Physics. 85. Singapura: World Scientific. ISBN 978-981-128234-8. doi:10.1142/13570 
  • Johann Rafelski, ed. (2016). Melting Hadrons, Boiling Quarks – From Hagedorn Temperature to Ultra-Relativistic Heavy-Ion Collisions at CERN. Cham: Springer International Publishing. ISBN 978-3-319-17544-7. doi:10.1007/978-3-319-17545-4 
  • Fortov, Vladimir E. (2016). Thermodynamics And Equations Of State For Matter: From Ideal Gas To Quark–gluon Plasma. Singapura: World Scientific. ISBN 978-981-4749-21-3 
  • Yagi, Kohsuke; Hatsuda, Tetsuo; Miake, Yasuo (2005). Quark–Gluon Plasma: From Big Bang to Little Bang. Col: Cambridge Monographs on Particle Physics, Nuclear Physics and Cosmology. Cambridge: Cambridge University Press. ISBN 978-0-521-56108-2 
  • Florkowski, Wojciech (2010). Phenomenology of Ultra-Relativistic Heavy-Ion Collisions. Singapura: World Scientific. ISBN 978-981-4280-66-2 
  • Sourav Sarkar, Helmut Satz e Bikash Sinha, ed. (2010). The Physics of the Quark-Gluon Plasma: Introductory Lectures. Col: Lecture Notes in Physics. 785. Berlim e Heidelberg: Springer. ISBN 978-3-642-02285-2. doi:10.1007/978-3-642-02286-9 
  • Herrera Corral, G. (2010). R. Stock, ed. Relativistic Heavy Ion Physics. Col: Landolt-Börnstein – Group I Elementary Particles, Nuclei and Atoms. 23. Berlim e Heidelberg: Springer. ISBN 978-3-642-01538-0. doi:10.1007/978-3-642-01539-7 
  • Sahu, P. K.; Phatak, S. C.; Viyogi, Yogendra Pathak (2009). Quark Gluon Plasma and Hadron Physics. [S.l.]: Narosa. ISBN 978-81-7319-957-8 
  • Müller, Berndt (1985). The Physics of the Quark-Gluon Plasma. Col: Lecture Notes in Physics. 225. Berlim e Heidelberg: Springer. ISBN 978-3-540-15211-8. doi:10.1007/BFb0114317 
  • Specht, Hans J. (2025). «Hans Joachim Specht (in His Own Words) Sixty Years of Physics – The Fascination of Diversity». In: Sanja Damjanovic, Volker Metag, Jürgen Schukraft e Hans Joachim Specht. Hans Joachim Specht – Scientist and Visionary. Col: Springer Biographies. Cham: Springer. pp. 27–134. ISBN 978-3-031-92352-4. doi:10.1007/978-3-031-92353-1_3 

Artigos de revisão com perspectiva histórica

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Ligações externas

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